Conception, montage et caractérisation d’un
interféromètre achromatique pour l’étude de la
lithographie à immersion à 193nm
Anne-Laure Charley
To cite this version:
Anne-Laure Charley. Conception, montage et caractérisation d’un interféromètre achromatique pour
l’étude de la lithographie à immersion à 193nm. Micro et nanotechnologies/Microélectronique. Institut
National Polytechnique de Grenoble - INPG, 2006. Français. �tel-00147894�
HAL Id: tel-00147894
https://tel.archives-ouvertes.fr/tel-00147894
Submitted on 21 May 2007
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INSTITUT NATIONAL POLYTECHNIQUE DE GRENOBLE
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K‡ c  ! F edI ! K‡  K GG edI ! K‡ „ †G‹Œ ‘ b II
Remerciements
Je tiens tout d’abord à remercier les membres de mon jury de thèse :
– Madame Isabelle Schanen, professeur de l’INPG, de m’avoir fait l’honneur de présider le jury
– Messieurs Pascal Royer, professeur de l’université technologique de Troyes, et François Flory,
professeur de l’école centrale de Marseille, d’avoir accepté de rapporter ma thèse
– Monsieur Sergei Postnikov, ingénieur INFINEON, d’avoir fait partie de mon jury de thèse en tant
qu’examinateur
– Messieurs Jean Massin, Alex Lagrange et Patrick Schiavone, pour les multiples relectures de mon
manuscrit et la pertinence de leurs remarques.
Cette thèse a été réalisée au Laboratoire des Technologies de la Microélectronique (CNRS) en
collaboration avec le CEA-LETI dans le cadre d’une convention CIFRE avec la société STMicroelectronics implantée sur le site de Crolles.
Je voudrais remercier Daniel Henry et Philippe Thony, respectivement ex-manager de l’équipe Advanced Patterning de Crolles 2 et ex-co-encadrant, de m’avoir accueillie dans leur équipe et de
m’avoir donné l’opportunité d’effectuer cette thèse. Un grand merci à Jean Massin, mon encadrant
industriel, d’avoir suivi mon travail et relu consciencieusement mon manuscrit, d’avoir initié des
rencontres avec divers acteurs de la lithographie (ASML, IMEC . . . ) et de m’avoir aidée et soutenue
dans le choix et la mise en œuvre d’un projet professionnel post-thèse.
Je voudrais dire un grand merci à Alex Lagrange et Olivier Lartigue pour m’avoir accueillie, aidée,
conseillée, encadrée, soutenue pendant toute la durée de ma thèse. Grâce à vous, j’ai été plongée
dans le monde de l’optique et j’ai beaucoup appris ! Quand j’y repense : quelle équipe de choc !
alors MERCI MERCI MERCI. En particulier, Olivier, merci pour tous les montage, démontage,
remontage du banc, pour toujours avoir eu des solutions techniques à nos idées parfois farfelues et
en définitive pour toutes les heures passées en salle avec moi avec ce laser horriblement bruyant
pour tenter d’imprimer des lignes. Alex, merci pour tes idées, ton écoute, tes encouragements, ton
soutien et pour avoir cru en ce montage, toute seule je n’aurais vraiment pas fait le poids ! Merci
aussi à toutes les personnes du DOpt que j’ai rencontrées et qui m’ont aidées de près ou de loin à
faire avancer mon projet de thèse. Je souhaite remercier tout particulièrement Patrick Chaton pour
m’avoir intégrée dans son labo, m’avoir fait confiance et pour avoir tout fait pour que ma thèse se
passe dans les meilleures conditions possibles.
Je remercie les membres du labo litho du D2NT et en particulier Julia Simon pour m’avoir appris
à évoluer dans la salle blanche du 41.01, m’avoir initiée aux B.A.BA de la litho et pour m’avoir
encadrée pendant la première partie de ma thèse. Merci également à toute l’équipe Rohm&Haas du
LETI et surtout Amandine Pikon pour les échanges constructifs, l’aide quotidienne que vous m’avez
apportée et surtout pour toutes les résines que vous nous avez fournies !
IV
REMERCIEMENTS
Un grand merci également à Patrick Schiavone pour avoir si bien « dirigé » ma thèse, pour m’avoir
soutenue dans toutes les situations, pour s’être battu pour que je reste rattachée au LTM, pour
m’avoir remonté le moral quand il était au plus bas, pour m’avoir conseillée sur mes projet de thèse
et post-thèse et pour m’avoir fait profiter de sa grande expertise en lithographie. Merci aussi à
Fred, Pauline, Jamal, Coco, Cécile, Nico, Kevin, David P., Kofi et Thierry C. qui ont participé à
faire avancer ce travail. Je tiens aussi à remercier Olivier Joubert, directeur du LTM, pour m’avoir
accueillie dans son labo, avoir permis que j’y reste (ceux qui connaissent l’histoire comprendront
. . . ) et pour son écoute toujours attentive concernant tous les tracas qu’un thésard peut avoir.
Finalement, merci à Jess, Pauline, Kevin, Jamal, Tatiana, Karim, Sylvaine, Florian, Fred S. pour
les « pauses thé » si sympathiques et indispensables au moral et à tous les autres membres du LTM
qui ont participé à cette bonne ambiance et à ces conditions de travail exceptionnelles ! Un merci
spécial à Malou, Sylvaine et Agnès nos secrétaires si sympas et efficaces ! Finalement je remercie
Céline, Nicolas, Carole et Mike mes collègues de bureau . . . ah mais non, c’est vrai, Mike, tu n’étais
pas dans mon bureau . . . pendant un moment j’ai cru ! Mais merci quand même !
Pour finir, merci à ma famille de m’avoir permis d’en arriver là. Ce n’est peut-être pas le fait d’avoir
entendu parler pendant toute ma jeunesse d’interféron et de zoonose qui m’a donné envie de faire
de la recherche (mon frère pourra témoigner, on a souffert ! !) mais vous êtes quand même pour
beaucoup dans mon choix de me lancer dans une thèse ! Et puis un énorme merci à Fred pour
m’avoir supportée (dans les 2 sens du terme !), encouragée et pour avoir essayé (et même parfois
réussi !) à me redonner confiance en moi. En tout cas, cette thèse aura au moins eu le mérite de me
permettre de te rencontrer et rien que pour ça, je ne regrette rien. . .
Table des matières
Chapitre 1
Remerciements
III
Table des figures
IX
Liste des tableaux
XV
Introduction
1
La lithographie en microélectronique : généralités
3
Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3
I
Les enjeux de la lithographie en microélectronique . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5
II
La lithographie optique par projection . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7
A
Principe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7
B
Amélioration de la résolution et contrôle des procédés lithographiques . . . .
15
Les lithographies de « nouvelle génération » . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
22
A
La lithographie sans masque
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
22
B
La lithographie extrême ultraviolet . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
23
C
La nanoimpression . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
24
Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
25
III
Chapitre 2
La lithographie à immersion à 193 nm : bénéfices et challenges de la
technique
27
Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
27
I
Historique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
29
II
Amélioration des performances lithographiques en immersion . . . . . . . . . . . . .
29
A
Bénéfices de la technique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
29
B
Vérification par des simulations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
34
V
VI
TABLE DES MATIÈRES
III
Etat de l’art et challenges technologiques
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
35
A
Design des lentilles et systèmes de distribution d’eau . . . . . . . . . . . . . .
36
B
Les fluides pour l’immersion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
37
C
Les défauts introduits par le fluide d’immersion . . . . . . . . . . . . . . . . .
40
D
Les résines pour l’immersion
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
41
Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
41
Chapitre 3
I
II
III
II
43
Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
43
La lithographie interférométrique à immersion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
45
A
La lithographie interférométrique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
45
B
Le contraste en interférométrie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
46
C
La lithographie interférométrique à immersion : état de l’art . . . . . . . . . .
52
Conception du montage interférométrique achromatique . . . . . . . . . . . . . . . .
54
A
La lithographie interférométrique achromatique . . . . . . . . . . . . . . . . .
54
B
Double diffraction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
55
C
Analyse de l’achromaticité . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
56
Détermination des paramètres des réseaux de diffraction . . . . . . . . . . . . . . . .
61
A
Design du montage . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
61
B
Efficacités de diffraction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
63
Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
66
Chapitre 4
I
Modélisation et conception d’un interféromètre à immersion à 193
nm
Réalisation et caractérisation du montage interférométrique
67
Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
67
Fabrication des réseaux de diffraction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
69
A
Les challenges technologiques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
69
B
Technique de fabrication développée au laboratoire . . . . . . . . . . . . . . .
70
Description et caractérisation du montage interférométrique . . . . . . . . . . . . . .
75
A
La source . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
75
B
Les réseaux . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
79
C
Le montage . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
82
Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
90
TABLE DES MATIÈRES
Chapitre 5
I
II
Etude de l’imagerie à haute ouverture numérique
VII
93
Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
93
Etude de la résolution . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
95
A
Procédure expérimentale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
95
B
Résultats expérimentaux . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
96
C
Contraste et latitude d’exposition . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
98
D
Super-résolution . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 100
Effet de la polarisation de la lumière à haute ouverture numérique . . . . . . . . . . 101
A
Le contraste en lumière polarisée . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 101
B
Influence du contraste sur la rugosité à très haute ouverture numérique . . . 104
Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 107
Conclusion
109
Annexe A
Théorie de la polarisation en optique
111
Annexe B
Calcul d’efficacités de diffraction
115
Annexe C
Outils de caractérisation et métrologie
117
Bibliographie
121
VIII
TABLE DES MATIÈRES
Table des figures
1.1
Schéma d’un transistor PMOS. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5
1.2
Evolution de la loi de Moore depuis la conception du premier transistor concernant
(a) le nombre de transistors par puce, (b) la surface d’une puce, (c) la largeur de la
grille du transistor. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6
Evolution des dimensions critiques pour la lithographie jusqu’en 2020 prévue par la
feuille de route ITRS. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6
1.4
Schéma d’un outil de lithographie optique par projection. . . . . . . . . . . . . . . .
7
1.5
Schéma de principe de l’étape de lithographie dans le cas d’une résine positive. . . .
8
1.6
Schéma d’un outil de lithographie composé d’une source, d’un condenseur, d’un
masque et d’une optique de projection. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
8
1.7
Définition de l’ouverture numérique. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
10
1.8
Schéma de la diffraction par un réticule modélisé par un réseau de diffraction. . . . .
11
1.9
Figure de diffraction d’un réseau périodique éclairé sous incidence normale et oblique.
p = pas du réseau, θn = angles de diffraction, λ = longueur d’onde d’illumination,
NA = ouverture numérique de l’optique de projection. . . . . . . . . . . . . . . . . .
12
1.10 Formation d’une image dans la résine. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
13
1.11 Mécanisme chimique se produisant au cours du PEB dans les résines à amplification
chimique. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
14
1.12 Courbe de contraste typique caractérisant une résine photosensible.
. . . . . . . . .
15
1.13 Evolution du facteur k1 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
17
1.14 Courbe de Bossung représentant le CD en fonction de la défocalisation pour un CD
de 120 nm ligne :espace = 1 :1,5 avec un masque binaire à NA = 0,75 et σ = 0,6. Les
courbes correspondent à différentes doses d’exposition. . . . . . . . . . . . . . . . . .
18
1.15 Définition du facteur de cohérence partielle (illumination de type Köhler). . . . . . .
19
1.16 Schéma des différents types d’illuminations d’un outil de lithographie. . . . . . . . .
20
1.17 Répartition des ordres de diffraction dans la pupille d’entrée dans deux configurations
de périodes et σ différents. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
20
1.3
IX
X
TABLE DES FIGURES
1.18 Masques binaire et à décalage de phase : effet sur le champ et sur l’intensité au niveau
de la plaquette. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
21
1.19 Evolution de la lithographie à faisceau d’électrons de 1960 à aujourd’hui. SCALPEL
= SCattering with Angular Limitation Projection Electron-beam Lithography. . . .
22
1.20 Schéma d’un outil de lithographie extrême ultraviolet. . . . . . . . . . . . . . . . . .
24
1.21 Schéma de principe du fonctionnement de la nanoimpression thermique (dispense de
résine par centrifugation (1), montée en température puis application de la pression
(2), refroidissement et démoulage (3)). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
25
1.22 Schéma de principe du fonctionnement de la nanoimpression assistée par ultraviolet
(dispense de résine (1), application du moule (2), retrait du moule (3)). . . . . . . .
25
2.1
Différences de chemins optiques pour les calculs de la résolution et de la profondeur
de champ. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
30
Rapport des profondeurs de champ en immersion et en sec en fonction de la période
du motif à la longueur d’onde 193 nm pour différents indices de fluide d’immersion. .
32
Pupilles d’entrée et de sortie et plans principaux objet et image de l’optique de
projection. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
33
Ouverture numérique en sec et en immersion (n = 1,43) en fonction du diamètre de
la pupille de sortie. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
34
Simulations de la profondeur de champ en fonction de la dimension des motifs (CD
ligne = espace) avec un masque binaire et en illumination circulaire. . . . . . . . . .
35
Schéma des trois systèmes de distribution d’eau dans un outil de lithographie à immersion : configuration de distribution locale, « plaquette immergée » et « platine
immergée ». . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
36
Spécifications des outils de lithographie à immersion Nikon et ASML en terme de
champ, débit, performances, défectivité, polarisation, lentille (L/S = Ligne/Espace,
iso = isolé, att-PSM = masque PSM atténué, ann. = annulaire, X = données non
disponibles). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
38
2.8
Absorption et indice de réfraction des fluides de « seconde génération ». . . . . . . .
39
2.9
Exemples de défauts spécifiques à la lithographie à immersion. . . . . . . . . . . . .
40
3.1
Interférence de deux faisceaux cohérents au niveau de la résine : principe de la lithographie interférométrique. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
45
2.2
2.3
2.4
2.5
2.6
2.7
3.2
Illustration de la cohérence temporelle par l’expérience de l’interféromètre de Michelson. 48
3.3
Illustration de la cohérence spatiale par l’expérience des trous d’Young. . . . . . . .
49
3.4
Intensité normalisée du système de franges de période 300 nm en fonction de la
position dans le champ d’interférence pour différents paramètres de cohérence. . . .
50
Montage interférométrique à immersion à prisme. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
53
3.5
TABLE DES FIGURES
3.6
XI
Montage interférométrique de type miroir à cube de Fresnel immergé dans une cellule
d’eau. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
53
3.7
Montage interférométrique à immersion de type Talbot. . . . . . . . . . . . . . . . .
54
3.8
Montage interférométrique achromatique à immersion. . . . . . . . . . . . . . . . . .
55
3.9
Achromaticité de l’interféromètre à immersion à double réseau. . . . . . . . . . . . .
57
3.10 Conditions géométriques sur le système qui confèrent l’achromaticité dans le cas
θ << Pλi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
60
3.11 Le paramètre tanαe diminue dans une configuration immergée. . . . . . . . . . . . .
61
3.12 Variation de NA en fonction de P1 et P2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
62
3.13 Efficacité de diffraction en fonction de la hauteur et du rapport cyclique (rapport de
la largeur de ligne sur la période) (a) du réseau P1 = 600 nm au premier ordre en
s sous incidence normale, (b) du réseau P1 = 600 nm au premier ordre en p sous
incidence normale, (c) du réseau P2 = 600 nm au deuxième ordre en s sous incidence
18,76˚, (d) du réseau P2 = 600 nm au deuxième ordre en p sous incidence 18,76˚. . .
64
4.1
Etapes du procédé de fabrication des réseaux de diffraction. . . . . . . . . . . . . . .
71
4.2
Réseaux de HSQ réalisés par nanoimpression (a) période 300 nm, (b) période 400
nm, (c) Exemple de défaut d’arrachage. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
73
Effet de la diffraction de Fresnel sur le champ d’exposition d’un réseau 0, 5 × 0, 5
mm2 placé à 1 cm de la plaquette (a) et simulation des franges de Fresnel créées par
un trou carré de (b) 0, 5 × 0, 5 mm2 à 1 cm du détecteur, (c) 2 × 2 mm2 à 1 cm du
détecteur. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
74
Lignes de période 180 nm obtenues par lithographie interférométrique. Dans cette
configuration, le réseau séparateur de faisceaux en amont du montage a été réalisé
par nanoimpression. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
75
4.5
Diagramme d’énergie d’une molécule AB ∗ d’un milieu excimère. . . . . . . . . . . .
76
4.6
Coupe transversale du faisceau en sortie du laser. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
77
4.7
Intensité normalisée des sections transversales du faisceau en sortie du laser. . . . . .
78
4.8
Energie moyenne et stabilité rms en fonction de la tension du thyratron. . . . . . . .
78
4.9
Energie moyenne et stabilité rms à une fréquence d’impulsion de 200Hz et une tension
du thyratron de 16 kV en fonction de temps de chauffe. . . . . . . . . . . . . . . . .
79
4.10 Schématisation des trois configurations de l’interféromètre : Photronics (600/600nm),
Ibsen1 (300/210 nm) et Ibsen2 (220/210 nm). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
80
4.11 Interférogramme obtenu par interférométrie de Fizeau pour mesurer la planéité de la
face supérieure du réseau de période 210 nm de la configuration 300/210 nm. . . . .
80
4.12 Schéma du montage interférométrique. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
83
4.13 Vue éclatée et assemblée de l’interféromètre. La pièce violette permet de contrôler
l’espace d’air entre les deux réseaux de diffraction. . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
84
4.3
4.4
XII
TABLE DES FIGURES
4.14 Interféromètre de Fizeau. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
85
4.15 Expanseur de faisceau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
85
4.16 Auto collimation du faisceau sur l’interféromètre. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
86
4.17 Schéma de la cellule d’immersion. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
87
4.18 Schéma du système de distribution d’eau. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
88
4.19 Contraste en fonction de la déviation standard de l’amplitude de vibrations x. . . . .
89
4.20 Lignes de période 300 nm obtenues dans différentes configurations de vibrations. . .
90
4.21 Montage expérimental. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
91
5.1
Lignes denses en résine obtenues par lithographie interférométrique à immersion à
l’eau en polarisation s. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
96
5.2
Champ d’exposition. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
97
5.3
Trous de diamètre 50 nm imprimés par double exposition avec l’interféromètre à
immersion à double réseau (empilement AR40 80nm/ XP1020B 90nm/ XP1029 38nm). 98
5.4
Réseaux de lignes de période 80 nm à différents CD obtenus à différentes doses par
lithographie interférométrique à immersion à l’eau en polarisation s. . . . . . . . . .
98
5.5
CD mesuré en fonction de la dose d’exposition (unités arbitraires) par scattérométrie. 99
5.6
Effet d’une variation de dose de 50 % sur le CD dans deux conditions de contraste. .
5.7
Interférence à deux ondes polarisées. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 101
5.8
Contraste de la répartition d’intensité des franges d’interférence pour les polarisations
s et p. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102
5.9
Contraste dans la résine d’indice 1,7 en fonction de l’ouverture numérique. . . . . . . 103
99
5.10 Variation de l’angle de polarisation entre s et p : effet sur le contraste dans la résine. 104
5.11 Lignes denses de période 80 nm à différents angles de polarisation variant de s à p. . 105
5.12 LER et LWR en fonction de l’angle de polarisation. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 106
5.13 Influence du contraste sur les lignes imagées dans une résine à amplification chimique. 107
A.1 Etats de polarisation d’une onde polarisée. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111
A.2 Définition des polarisation s et p dans le cas d’une lumière incidente sur une interface
ou un réseau de diffraction. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 112
A.3 Réglage de l’angle de polarisation par rotation de lame demi-onde. . . . . . . . . . . 113
A.4 Polarisation dans le montage interférométrique à immersion à double réseau. . . . . 113
TABLE DES FIGURES
XIII
B.1 Efficacité de diffraction en fonction de la hauteur et du rapport cyclique (rapport de
la largeur de ligne sur la période) (a) du réseau P1 = 300 nm au premier ordre en
s sous incidence normale, (b) du réseau P1 = 300 nm au premier ordre en p sous
incidence normale, (c) du réseau P2 = 210 nm au deuxième ordre en s sous incidence
40,04˚, (d) du réseau P2 = 210 nm au deuxième ordre en p sous incidence 40,04˚. . . 115
B.2 Efficacité de diffraction en fonction de la hauteur et du rapport cyclique (rapport de
la largeur de ligne sur la période) (a) du réseau P1 = 220 nm au premier ordre en
s sous incidence normale, (b) du réseau P1 = 220 nm au premier ordre en p sous
incidence normale, (c) du réseau P2 = 210 nm au deuxième ordre en s sous incidence
61,32˚, (d) du réseau P2 = 210 nm au deuxième ordre en p sous incidence 61,32˚. . . 116
XIV
TABLE DES FIGURES
Liste des tableaux
3.1
Caractéristiques et performances de différents montages de lithographie interférométrique à immersion à l’eau. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
54
Caractéristiques des différentes configurations de l’interféromètre achromatique : valeurs de P1 , P2 et de la DOF (l’angle d’incidence sur le montage et les valeurs de
planéité et parallélisme ont été fixées à θ0 = 1mrad et à 1µm respectivement en
cohérence avec la précision d’alignement attendue et les spécifications standards des
substrats des réseaux). La dernière configuration permet l’impression de réseaux de
période inférieure à 67 nm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
63
Hauteurs des lignes, rapports cycliques des réseaux et efficacités de diffraction correspondantes pour chaque configuration de l’interféromètre achromatique à immersion.
Les hauteurs des lignes et rapports cycliques ont été choisis pour avoir une efficacité
de diffraction optimale. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
65
Hauteur des lignes des réseaux de chaque configuration de l’interféromètre achromatique à immersion choisie en fonction de l’efficacité de diffraction et de la technologie
de fabrication des réseaux. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
65
4.1
Spécifications des réseaux de diffraction. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
69
4.2
Conditions expérimentales d’impression du HSQ sur silice. . . . . . . . . . . . . . . .
72
4.3
Transmission de la silice et du HSQ sur silice à 193 nm pour différentes épaisseurs et
conditions de recuit. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
74
4.4
Spécifications du laser excimère ArF GAM. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
77
4.5
Parallélisme et planéité de chaque face des réseaux utilisés dans chaque configuration
du montage interférométrique. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
81
Caractéristiques géométriques et efficacités de diffraction calculées des réseaux du
montage interférométrique. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
82
4.7
Caractéristiques des différentes cuvettes d’immersion. . . . . . . . . . . . . . . . . . .
87
4.8
Paramètres de profondeur de champ et de transmission des différentes configurations
de l’interféromètre achromatique. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
90
5.1
Matériaux de l’empilement lithographique. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
95
5.2
Caractéristiques de fluides haut indice. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 100
3.2
3.3
3.4
4.6
XV
XVI
LISTE DES TABLEAUX
Introduction
Aujourd’hui les circuits intégrés sont partout. . . ou presque. Intégrant dans un volume réduit des
transistors, des résistances, des condensateurs ou encore des diodes, ils peuplent nos ordinateurs,
téléphones, appareils Hi-Fi, montres, appareils médicaux et autres. Depuis leur apparition dans les
années soixante, ils ne cessent de se miniaturiser, de se complexifier et de remplir des fonctions
toujours plus ambitieuses et ceci de plus en plus rapidement. Ainsi, les objectifs des industriels
de la microélectronique sont d’une part l’amélioration des performances des circuits et d’autre part
l’augmentation de leur densité d’intégration. A celà, ils doivent ajouter une augmentation continuelle
des débits de production, condition nécessaire à la diminution de leur coût de fabrication. Jusqu’à
présent, ces objectifs ont toujours été remplis car cette industrie connaı̂t depuis ses débuts une
croissance exponentielle.
Dans cette fulgurante ascension, la lithographie a toujours joué un rôle majeur puisqu’elle correspond à la première étape intervenant dans la conception d’un circuit intégré : elle définit la taille
des motifs du circuit. C’est donc elle qui va permettre l’augmentation du nombre de composants
par puce et la réduction des dimensions critiques nécessaire à l’amélioration de ses performances.
La technique de lithographie utilisée aujourd’hui pour la production de masse des circuits intégrés
est la lithographie optique par projection. En projetant sur une résine photosensible l’image réduite
de motifs définis sur un masque, elle a permis jusqu’à maintenant de répondre efficacement aux
demandes de la microélectronique en terme de dimension et de débit de production. La question qui
se pose aujourd’hui est de savoir combien de temps encore cette technique comblera les attentes des
industriels. Les exigences technologiques deviennent aujourd’hui si fortes que la lithographie optique
est poussée dans ses limites ultimes. Cela impose des contraintes techniques extrêmement difficiles
à tenir. Résolvant en dessous de la longueur d’onde d’exposition (193 nm), les outils actuels doivent
être accompagnés de multiples astuces technologiques pour résoudre des motifs encore plus petits
sans toutefois complexifier les procédés. Dans le but de répondre à ces problématiques, une nouvelle
technique permettant d’étendre la lithographie à 193 nm aux générations de composants sub-100
nm à venir a récemment vu le jour : la lithographie à immersion à 193 nm.
L’objectif de ce travail de thèse est de concevoir, monter et caractériser un interféromètre à immersion à 193 nm permettant d’atteindre des périodes sub-100 nm afin de démontrer la faisabilité
et les bénéfices d’un tel procédé lithographique. La lithographie interférométrique permet, de manière simple et peu coûteuse, d’aborder par anticipation les problématiques liées à cette nouvelle
technique.
Dans le chapitre 1, nous présenterons les enjeux de la lithographie et discuterons les difficultés
actuellement rencontrées par les lithographes pour poursuivre la diminution des dimensions critiques.
Dans ce contexte, de nouvelles techniques de lithographie, optique ou non, voient le jour et se
présentent comme des candidates potentielles pour adresser les prochains nœuds technologiques.
Néanmoins, ces techniques sont encore à l’étude et aucune n’est encore suffisamment mature pour
2
INTRODUCTION
entrer en production. Parmi elles, la lithographie à immersion à 193 nm se présente comme la
technique la plus prometteuse à court et moyen terme pour répondre aux exigences qu’imposent les
industriels de la microélectronique.
Le chapitre 2 sera consacré à l’étude de cette technique. Nous expliquerons comment elle permet
dans un premier temps de relâcher les contraintes sur les procédés en augmentant la profondeur de
champ et dans un second temps d’améliorer la résolution des outils de lithographie optique à 193
nm en augmentant l’ouverture numérique. Nous discuterons également des difficultés émergentes
avec l’apparition de cette technique et nous nous attarderons sur certains aspects spécifiques à
l’immersion tels que la compatibilité de la résine avec le fluide, la défectivité, l’imagerie à haute
ouverture numérique, les fluides à haut indice pour les nœuds technologiques les plus avancés et la
polarisation. La deuxième partie de ce chapitre sera consacrée à faire un état de l’art de la technique
replacée dans un contexte international.
Le chapitre 3 sera consacré au choix, à la conception et la modélisation du montage. Nous étudierons l’influence de la cohérence des lasers excimères à 193 nm sur le contraste des franges interférométriques et nous montrerons que l’utilisation d’un montage à double réseau dit « achromatique »
permet de nous affranchir de la faible cohérence de cette source. Finalement, nous détaillerons le
design du montage permettant de fonctionner dans des conditions optimales en particulier en ce qui
concerne la transmission et la profondeur de champ.
Dans le chapitre 4, nous détaillerons un procédé de fabrication des composants de base du montage :
les réseaux de diffraction. Nous décrirons et caractériserons par ailleurs les éléments du dispositif
expérimental : la source, les réseaux de diffraction, le contrôle des paramètres d’exposition et le
système de distribution d’eau. Cette caractérisation nous permettra de calculer les conditions de
fonctionnement de l’outil, de comparer aux valeurs théoriques estimées au chapitre précédent et de
démontrer la robustesse du montage.
Finalement, le chapitre 5 sera consacré à une étude de l’imagerie en immersion à haute ouverture
numérique. Il permettra de valider expérimentalement tout le travail présenté dans les deux chapitres
précédents et montrera l’impression de lignes contrastées de période 80 nm. Dans une deuxième
partie nous présenterons une étude de la polarisation à haute ouverture numérique et mettrons en
évidence la corrélation entre la perte de contraste due à la polarisation et l’augmentation de la
rugosité des lignes.
Chapitre 1
La lithographie en microélectronique :
généralités
Introduction
Aujourd’hui une centaine d’étapes différentes sont nécessaires à la réalisation d’un circuit intégré. La
photolithographie est une étape clé dans le processus de réalisation des dispositifs microélectroniques
puisqu’elle définit le design du circuit intégré avant l’étape de transfert par gravure. Depuis les
débuts de la lithographie, la technique utilisée dans l’industrie microélectronique est la lithographie
optique par projection. Les chercheurs et fabricants d’outils de lithographie ont su la faire évoluer
pour la réalisation des composants les plus avancés. Elle arrive cependant à ses limites et il devient
de plus en plus difficile d’améliorer la résolution sans complexifier considérablement le processus
d’imagerie. Le but de ce chapitre est de rappeler le rôle et les enjeux de la lithographie dans l’industrie
microélectronique, ainsi que de présenter les techniques de lithographie présentes et futures afin de
situer le contexte de cette thèse.
I Les enjeux de la lithographie en microélectronique
I
5
Les enjeux de la lithographie en microélectronique
De l’informatique à la communication, en passant par les divertissements, les circuits intégrés à
semi-conducteurs font aujourd’hui partie de notre vie quotidienne. Le consommateur attend une
augmentation rapide des performances des appareils électroniques en parallèle d’une diminution des
prix. Ceci est le résultat d’une croissance exceptionnelle de l’industrie de la microélectronique qui
a commencé dans les années 60 avec la conception du premier transistor MOS1 . Le transistor MOS
est aujourd’hui l’élément de base des circuits intégrés. L’association de plusieurs de ces transistors
permet de réaliser des fonctions logiques : c’est la technologie CMOS2 . Il existe deux types de
transistors de conduction différente : le NMOS et le PMOS. Un transistor de type PMOS est
schématisé sur la figure 1.1.
VG
Grille (silicium polycrystallin)
Isolant (oxyde de silicium)
VD
VS
Source (P)
Drain (P)
Substrat dopé N
Fig. 1.1 – Schéma d’un transistor PMOS.
Il est composé de la source et du drain entre lesquels le courant circule, d’une grille qui contrôle ce
courant et d’un isolant qui isole électriquement la grille. Les performances du transistor dépendent
du temps que mettront les porteurs de charges à traverser la grille. Afin de satisfaire la demande
toujours croissante en terme d’amélioration de la capacité des mémoires pour la technologie DRAM3
et des performances des microprocesseurs et circuits ASIC4 , un des objectifs de la microélectronique
est de diminuer au maximum la largeur de la grille. De plus, dans le but d’augmenter le débit de
production et de diminuer le prix des produits faits à partir des circuits intégrés, on cherche à augmenter la densité d’intégration de ces circuits (augmentation du nombre de transistors par puce).
Ainsi, depuis la conception du premier transistor, la technologie de fabrication des circuits intégrés
n’a cessé de s’améliorer. Dès 1965, Gordon Moore remarquait que le nombre de transistors par
puce doublait chaque année [1]. En extrapolant cette tendance, il prédit que 10 ans après, on serait
capable d’intégrer 64.000 transistors par puce ! En 1975, la loi, aujourd’hui dite « de Moore », est
étendue et prévoit l’évolution de la taille des puces, de la taille des motifs et du dessin des circuits.
La figure 1.2 montre l’évolution de ces trois paramètres en fonction du temps depuis la conception
du premier transistor [2]. Ainsi, depuis 1960, le nombre de transistors par puce a augmenté de 60%
chaque année grâce à la diminution de la taille des motifs en parallèle de l’augmentation de la surface
d’une puce.
Aujourd’hui, les objectifs en terme de performances des circuits intégrés sont fixés par la feuille
de route ITRS 5 [3]. Rédigée par un ensemble d’industriels, de fabricants, de fournisseurs, d’organisations gouvernementales et d’universités, elle a pour but d’identifier les défis technologiques que
l’industrie des semi-conducteurs doit résoudre pour les 15 ans à venir. Dans la poursuite de ces
objectifs, la lithographie joue un rôle primordial. En effet, la fabrication d’un circuit intégré néces1
Metal Oxyde Semiconductor
Complementary Metal Oxyde Semiconductor
3
Dynamic Random Access Memory
4
Applied Specific Integrated Circuits
5
International Technology Roadmap for Semiconductors
2
6
La lithographie en microélectronique : généralités
(a) Evolution du nombre de transistors par puce en fonction du temps
(b) Evolution de la surface d’une (c) Evolution de la largeur de la
puce en fonction du temps
grille du transistor en fonction du
temps
Fig. 1.2 – Evolution de la loi de Moore depuis la conception du premier transistor concernant (a)
le nombre de transistors par puce, (b) la surface d’une puce, (c) la largeur de la grille du transistor.
site plusieurs étapes réparties en deux catégories : le « front-end » qui a pour but de définir les
zones actives du transistor et le « back-end » qui a pour but de réaliser les interconnexions entre les
différents éléments actifs du circuit. La lithographie intervient à presque chaque étape puisqu’elle
permet de définir le dessin de la zone à fabriquer. Elle est souvent précédée d’une étape de dépôt et
suivie d’une étape de gravure ou d’implantation. Comme nous le verrons par la suite, elle permet
non seulement de définir la dimension critique des dispositifs mais également la densité d’intégration
puisque la résolution d’un outil lithographique fixe la période des motifs imprimés, c’est-à-dire leur
densité sur une puce. C’est donc une étape clé dans le processus de fabrication d’un circuit. Mais
heureusement, la définition des dimensions ne repose pas uniquement sur la lithographie et il est
également possible de contrôler la largeur de la grille lors du procédé de gravure par une étape dite
de « réduction de cote résine » [4]. La figure 1.3 illustre les objectifs fixés par la feuille de route
ITRS concernant la lithographie pour les technologies DRAM et MPU6 .
100
Dimension (nm)
DRAM
80 Half pitch (nm)
60
65 nm
40
45 nm
MPU
Gate in resist (nm)
20
0
2005
32 nm
22 nm
2010
2015
2020
Année
Fig. 1.3 – Evolution des dimensions critiques pour la lithographie jusqu’en 2020 prévue par la feuille
de route ITRS.
6
MicroProcessor Unit
II La lithographie optique par projection
7
Ainsi, elle prévoit que la lithographie soit capable d’atteindre des dimensions critiques de 22 nm
correspondant au nœud technologique 22 nm en pré-production en 2017. Depuis les débuts de
l’industrie microélectronique, la lithographie optique est la technique de lithographie utilisée pour
la fabrication de masse des circuits intégrés puisqu’elle a su jusqu’à présent répondre aux exigences de
la microélectronique en terme de résolution et de débit de production. De plus, elle a su s’adapter
au cours du temps à l’évolution des différentes technologies. Il est d’ailleurs prévu qu’elle soit
utilisée jusqu’aux nœuds technologiques 45 nm, voire 32 nm [3]. Le principe de cette technique est
d’imager les motifs inscrits sur un masque par une optique de projection sur une résine photosensible
préalablement déposée sur une plaquette de silicium (figure 1.4). L’image est réduite d’un facteur
N pour 1, où N est le facteur de réduction de la lentille, généralement égal à 4 ou 5. Les différents
éléments d’un outil de lithographie optique sont détaillés dans la partie suivante.
Source
Condenseur
Masque
Lentille de projection
Plaquette de silicium
Fig. 1.4 – Schéma d’un outil de lithographie optique par projection.
Cependant, du fait de la poursuite de la diminution des dimensions, les outils de lithographie
optique sont devenus aujourd’hui très complexes et très chers. Il devient donc nécessaire aujourd’hui
d’envisager des techniques alternatives permettant d’atteindre les résolutions prévues par l’ITRS à
moindre coût. Le but de ce chapitre est de présenter le principe et les performances de la lithographie
optique ainsi que des techniques alternatives dites de « nouvelle génération ».
II
A
La lithographie optique par projection
Principe
Un outil de lithographie optique par projection est composé d’une source d’illumination, d’un
masque (ou réticule) contenant le dessin du circuit intégré et d’un système optique de projection
qui fait l’image réduite de ce masque au niveau de la résine photosensible déposée sur le substrat.
Lors de l’insolation, la résine est modifiée chimiquement là où elle a reçu de la lumière. Elle subit
ensuite une phase de recuit suivie d’une étape de développement. Dans le cas des résines dites « positives », c’est la partie insolée qui est retirée. Il existe également des résines dites « négatives »
pour lesquelles la partie non insolée est dissoute dans le développeur. La résine est alors structurée
selon les motifs du masque : c’est ce qui va définir le futur dispositif. Les motifs ainsi définis peuvent
alors être transférés dans le matériau sous-jacent lors d’une étape de gravure. La résine restant après
développement sert de masque de gravure : les zones protégées par la résine ne seront pas gravées.
L’ensemble de ces étapes est schématisé sur la figure 1.5.
8
La lithographie en microélectronique : généralités
Résine
Empilement
sous-jacent
(a) Dépôt
de la résine
(c) Développement
(d) Transfert par
gravure
(b) Insolation
Fig. 1.5 – Schéma de principe de l’étape de lithographie dans le cas d’une résine positive.
A.1
Le système optique
La figure 1.6 schématise les différents éléments d’un outil de lithographie optique par projection qui
seront détaillés dans les parties suivantes : l’illumination composée d’une source et d’un condenseur,
le masque qui diffracte la lumière incidente et l’optique de projection qui image le masque sur la
plaquette.
Pupille
d’entrée
source condenseur
Illumination
masque
Pupille
de sortie
optique de
projection
plaquette
Fig. 1.6 – Schéma d’un outil de lithographie composé d’une source, d’un condenseur, d’un masque
et d’une optique de projection.
A.1.1
L’illumination
Elle est constituée d’une source et d’un condenseur. La source doit être puissante afin d’assurer
un débit suffisant. Elle doit également fonctionner à des longueurs d’onde compatibles avec la
photosensibilité des résines et doit par ailleurs être quasi-monochromatique car les optiques de
bonne qualité ne peuvent être fabriquées que sur un domaine spectral très étroit. Afin d’augmenter
les performances des outils de lithographie, notamment la résolution comme nous le verrons dans la
suite de ce chapitre, il est nécessaire de diminuer la longueur d’onde des sources. Afin de satisfaire ces
critères, on est donc passé successivement de lampes à vapeur de mercure (g-line à 436 nm, h-line à
405 nm et i-line à 365 nm) aux lasers émettant dans l’ultraviolet puis dans l’ultraviolet profond à 248
nm et 193 nm aujourd’hui. La source est suivie d’un condenseur constitué d’un ensemble de lentilles,
miroirs, filtres et autres éléments optiques. Son rôle est de collecter et filtrer la lumière provenant de
la source et de la focaliser au niveau de la pupille d’entrée de l’optique de projection (figure 1.6). Ce
type d’illumination dite de « Köhler » a la particularité de projeter la source au niveau de la lentille
de projection et non au niveau du masque comme c’est le cas pour une illumination de type Abbe
ou critique. Cela permet d’assurer une bonne uniformité d’éclairement du masque. Nous verrons
par la suite que dans un tel système de lithographie par projection, la géométrie de l’illumination
peut être modulée (géométrie circulaire, annulaire, dipôlaire,. . . ) afin d’améliorer les performances
d’imagerie. C’est le concept de cohérence partielle, très utilisé en lithographie, qui rentre dans le
II La lithographie optique par projection
9
processus de formation d’image (cf paragraphe II.A.2).
A.1.2
Le masque (ou réticule)
Le masque est un composant critique de l’outil lithographique car les motifs qui y sont définis
seront reproduits sur la plaquette. La qualité du circuit imprimé dépend donc directement de la
qualité du masque en terme de contrôle de dimensions, de planéité, de précision du dessin et de
contrôle des défauts. La fabrication des masques est donc un aspect important de la technologie.
En témoignent les besoins exprimés par la feuille de route internationale des technologies semiconducteurs pour les masques [3] qui prévoit par exemple pour le nœud technologique 32 nm (en
2013) la nécessité de contrôler l’uniformité du CD7 à 1 nm (3 σ) et de minimiser la taille des défauts
pour qu’ils ne dépassent pas la vingtaine de nanomètres. De plus, le dessin des motifs du masque se
complexifie à mesure qu’on approche la limite de diffraction. En effet, aujourd’hui, afin d’améliorer
les performances lithographiques, on effectue des corrections optiques de proximité ou OPC8 en
optimisant la forme des motifs sur le masque. Comme nous le verrons par la suite, cela s’inscrit
dans un ensemble de techniques d’amélioration de résolution ou RET9 (cf II.B.4). Aussi le prix de
revient d’un masque devient un paramètre important qu’on ne peut négliger dans le coût total d’un
outil de lithographie. Ceci est d’autant plus vrai que la conception d’un circuit intégré nécessite
autant de masques qu’il y a de niveaux. C’est pourquoi, aujourd’hui, beaucoup d’efforts sont faits
pour développer des techniques de lithographie sans masque (cf III.A).
Le type de masque le plus simple utilisé en lithographie est le masque binaire. Il est fait d’un
substrat transparent à la longueur d’onde d’exposition, classiquement un substrat de silice fondue
pour les longueurs d’onde 248 et 193 nm. Les motifs sont définis en chrome, matériau opaque à
ces longueurs d’onde. L’ensemble est donc soit transparent soit opaque, d’où le nom de binaire.
C’est un masque d’amplitude, c’est-à-dire qu’il ne joue que sur l’amplitude de l’onde qui le traverse.
Ainsi l’amplitude du champ électrique qui traverse la silice est inchangée alors que l’amplitude du
champ électrique qui traverse le chrome est nulle à la sortie du masque. Il existe un autre type de
masque qui fait intervenir à la fois l’amplitude et la phase de l’onde dans la formation de l’image :
le masque à décalage de phase ou PSM10 . Ce type de masque a été introduit en 1982 dans le but
d’améliorer les performances lithographiques [5]. De la même façon que pour le masque binaire, les
motifs du masque à décalage de phase sont faits en chrome sur un substrat transparent de silice
fondue. Dans le cas d’un masque PSM, on introduit un matériau qui a pour but de déphaser l’onde
qui va le traverser. Il existe deux types de masques à décalage de phase : le masque à décalage de
phase alterné pour lequel il y a alternance entre le matériau déphaseur et le chrome et le masque à
décalage de phase atténué dans quel cas le motif est fait de sorte à atténuer l’amplitude et déphaser
l’onde qui le traverse. Ce dernier est aujourd’hui classiquement utilisé comme RET. Nous verrons
par la suite comment ce type de masque joue sur les performances lithographiques.
A.1.3
L’optique de projection
La lithographie par projection est apparue dans les années 70 avec le développement de lentilles
réfractives performantes, c’est-à-dire dont tous les éléments optiques fonctionnent en transmission.
Auparavant, l’imagerie se faisait par contact ou par proximité avec des masques à l’échelle 1. La
7
Critical Dimension : la dimension critique définit la largeur d’un motif mesurée à une distance donnée du haut du
motif.
8
Optical Proximity Correction
9
Resolution Enhancement Techniques
10
Phase-Shift Mask
10
La lithographie en microélectronique : généralités
lithographie par projection a permis d’introduire le facteur de réduction, aujourd’hui typiquement
de 4. Il est intéressant d’avoir un facteur de réduction supérieur à 1 car il n’est alors plus nécessaire
d’avoir les motifs du masque de la même taille que les motifs imprimés ce qui relâche des contraintes
sur la fabrication des masques. Depuis leur apparition, les optiques de projection se sont beaucoup
complexifiées dans le but d’améliorer leurs performances tout en augmentant leur ouverture numérique : elles sont aujourd’hui composées de plus de 40 éléments et peuvent faire jusqu’à un mètre
de haut pour un poids de l’ordre de 500 kg. En effet, tout comme la longueur d’onde, l’ouverture
numérique de l’optique de projection est un paramètre important qui, comme nous le verrons plus
tard, conditionne la résolution de l’outil lithographique.
Introduisons ici le concept d’ouverture numérique. L’ouverture numérique d’une lentille ou d’un
système d’imagerie est définie par :
N A = nsinθmax
(1.1)
où n est l’indice du milieu côté image ou objet et θmax le demi angle maximal du cône de lumière
côté image ou objet selon que l’on considère l’ouverture numérique côté image ou objet comme
schématisé sur la figure 1.7. En effet, une optique a deux ouvertures numériques liées entre elles par
le grandissement de la lentille : l’une côté image et l’autre côté objet.
no
Pupille d’entrée
θo
θi
ni
Pupille de sortie
Fig. 1.7 – Définition de l’ouverture numérique.
Quand la lentille est dans l’air, d’après la relation 1.1, son ouverture numérique est uniquement
fixée par son angle de collection donc son diamètre. Or c’est un véritable défi technologique pour les
opticiens de fabriquer de grandes lentilles de qualité, c’est-à-dire sans aberrations et transparentes
aux longueurs d’onde d’illumination. Beaucoup de progrès ont été faits dans ce domaine et il est
maintenant possible de trouver des lentilles très performantes à très haute ouverture numérique
(typiquement supérieure à 0,8). Nous verrons dans le chapitre suivant que l’apparition de la lithographie à immersion a motivé le développement de lentilles encore plus complexes et réfractives11 à
très haute ouverture numérique.
A.1.4
La projection par répétition et la projection par répétition et balayage
Une plaquette de 200 mm de diamètre contient généralement environ soixante-dix champs d’exposition12 qui correspondent chacun à l’image du masque. Pour couvrir une plaquette entière, il
est nécessaire de réaliser plusieurs fois la photo du masque. On parle alors de projection par répétition. Il existe deux types d’outil lithographique pouvant réaliser cette étape. Le premier, connu
sous le nom de photorépéteur ou « stepper », reproduit l’image réduite du masque sur le champ.
11
Une optique est dite réfractive lorsqu’elle contient des éléments optiques réfractifs c’est-à-dire fonctionnant en
transmission.
12
Un champ d’exposition est la zone de la plaquette exposée en une fois par l’outil lithographique.
II La lithographie optique par projection
11
La plaquette est ensuite déplacée dans deux directions pour exposer les autres champs. Le second,
appelé « scanner », est apparu ultérieurement. C’est cette technique qui est utilisée aujourd’hui.
Avec ce type d’outil, l’image du masque est projetée au travers d’une fente au cours du balayage
synchrone du masque et du substrat. Elle permet l’obtention de champs de grande dimension dans
la direction du balayage sans qu’un changement du système optique soit nécessaire [6]. Néanmoins
ce système induit certaines difficultés telles que des vibrations et des problèmes de synchronisme
entre le masque et la plaquette.
A.2
La formation de l’image
Pour comprendre le phénomène d’imagerie par un outil de lithographie, nous pouvons utiliser dans
un premier temps une approche plus simple en considérant le système schématisé sur la figure 1.8
composé d’un condenseur et d’un réticule modélisé par un réseau de diffraction. Cette approche
pourra être généralisée dans le cas d’un masque en remplaçant les ordres de diffraction du réseau
par les composantes de Fourier de la diffraction du masque.
θi
θm
m=+1
m=0 m=-1
Fig. 1.8 – Schéma de la diffraction par un réticule modélisé par un réseau de diffraction.
Une onde plane monochromatique provenant du condenseur est diffractée par le réseau en m ordres
se propageant dans les directions définies par les angles θm selon :
λ
sinθm − sinθi = m. , m = 0, ±1, ±2, . . .
p
(1.2)
Où m est l’ordre de diffraction, θm l’angle de diffraction, θi l’angle incident sur le réseau, λ la
longueur d’onde et p le pas du réseau. Chaque ordre correspond à une fréquence spatiale spécifique
dans le plan de Fourier. Les ordres de diffraction vont se superposer et interférer au niveau du
plan image où est placée la plaquette, pour former l’image du masque. C’est ce phénomène de
double diffraction, l’une au niveau du masque et l’autre au niveau de l’optique de projection, qui
va reconstituer l’image du masque au niveau du plan image avec un certain grandissement fixé
par l’optique de projection. Le masque ne peut cependant pas être reproduit à l’identique sur la
plaquette car du fait de l’ouverture numérique limitée de la lentille de projection, tous les ordres
de diffraction ne sont pas captés : cette lentille de projection filtre spatialement les fréquences de
l’image. Ernst Abbe (1840-1905), lors de ses travaux sur la microscopie optique, a découvert qu’une
grande ouverture d’un système d’imagerie résultait en une meilleure résolution [7]. Ainsi ce sont les
ordres de diffraction les plus grands qui contiennent l’information sur les détails de l’image. C’est
donc l’ouverture numérique finie du système qui, en captant seulement les plus petites fréquences
spatiales, limite le pouvoir de résolution de l’outil lithographique. De plus, nous savons que pour
former une image, il faut qu’il y ait interférence d’un minimum de deux ordres. La limite de résolution
12
La lithographie en microélectronique : généralités
s’exprime par la capacité du système à capter les ordres de diffraction 0 et 1. Dans le cas le plus
simple où le masque est éclairé sous incidence normale (figure 1.9, schéma de gauche), chaque ordre
de diffraction est un pic de Dirac dans le plan de Fourier. La résolution limite s’exprime donc par
la valeur de p, période du motif sur le masque, permettant aux ordres −1, 0 et 1 de passer à travers
le filtre spatial qu’est la lentille. Elle s’exprime donc par :
Plim =
λ
NA
(1.3)
Nous verrons par la suite que cette expression peut être généralisée pour exprimer la résolution
d’un outil de lithographie en tenant compte des paramètres de l’outil tels que le type de masque,
l’illumination et la résine.
Onde incidente
Masque
P
-1
P
0
1
-2
-2λ/p-λ/p 0
2
λ/p 2λ/p Sin θ
n
NA
Figure de diffraction
Plan de Fourier
Ouverture de la
pupille d’entrée
de l’objectif
-1
0
1
-2
-2λ/p-λ/p 0
2
λ/p 2λ/p Sin θ
n
NA
Fig. 1.9 – Figure de diffraction d’un réseau périodique éclairé sous incidence normale et oblique. p
= pas du réseau, θn = angles de diffraction, λ = longueur d’onde d’illumination, NA = ouverture
numérique de l’optique de projection.
Dans le cas où le masque est éclairé sous incidence oblique (figure 1.9, schéma de droite), les
ordres de diffraction dans le plan de Fourier sont translatés. Il est évident que cela va beaucoup
impacter sur l’image formée. Selon la période du motif, cela sera parfois intéressant car des ordres
supplémentaires peuvent entrer dans la pupille mais dans d’autres cas, l’image peut être dégradée
car des ordres seront coupés par la lentille. Ce type d’illumination dite illumination « hors-axe » ou
OAI13 est très utilisé comme technique d’amélioration de résolution, comme nous le verrons par la
suite. Dans la pratique, ce type d’illumination est obtenu en modifiant la géométrie de la source, par
exemple en désaxant la source par rapport au reste du système optique. On parle en lithographie de
cohérence partielle. Nous verrons par la suite les différents types de cohérences partielles rencontrées
en lithographie ainsi que leur influence sur les performances d’imagerie.
Le système d’imagerie d’un outil de lithographie optique par projection fonctionne de telle façon que
la diffraction au niveau du masque forme la transformée de Fourier du masque et que la lentille de
projection forme une nouvelle transformée de Fourier de la figure de diffraction recréant ainsi l’image
inversée du masque sur la plaquette. Cependant, du fait de la dimension finie de la lentille, seule une
partie de la figure de diffraction entre dans la lentille et les motifs du masque ne sont pas reproduits
à l’identique. Dans le cas extrême, seuls deux ou trois ordres (si l’ordre 0 est présent) participent à
la formation de l’image et l’image aérienne14 d’un masque à motifs rectangulaires est une sinusoı̈de
13
Off-Axis Illumination
l’image aérienne est l’image dans l’air du masque faite par la lentille de projection. Elle ne tient pas du tout
compte des paramètres physiques et chimiques de la résine.
14
II La lithographie optique par projection
13
(figure 1.10). L’utilisation de résines dites « à seuil » telles que les résines à amplification chimique
est indispensable pour compenser ces limitations optiques. Le seuillage permet de reconstituer les
motifs du masque comme schématisé sur la figure 1.10. Le fonctionnement détaillé d’une telle résine
est expliqué dans la partie suivante.
Masque
Lentille
I
Image aérienne
Seuil résine
Image dans la
résine
Fig. 1.10 – Formation d’une image dans la résine.
A.3
L’empilement lithographique
L’empilement lithographique est généralement constitué de deux couches : la couche anti-réfléchissante
et la résine. Il est possible d’ajouter une couche barrière pour certaines applications.
A.3.1
Les couches anti-réfléchissantes :
Cette couche anti-reflet, aussi appelée BARC15 , est le plus souvent un polymère organique qui a
pour but de minimiser la réflectivité de l’empilement sous-jacent. En effet, la réflectivité du silicium
dans l’ultraviolet est forte. Aussi, la lumière qui traverse la résine pendant l’insolation est réfléchie et
va interférer avec la lumière incidente créant ainsi des ondes stationnaires dans l’épaisseur de résine
qui vont dégrader le profil des motifs [8]. De plus, cette couche a un rôle de promoteur d’adhérence
qui favorise l’adhésion de la résine sur les substrats de silicium, d’oxyde de silicium ou encore de
nitrure de silicium pendant les étapes de développement et de gravure. En l’absence de BARC, cela
est habituellement fait avec de l’hexamethyldisilazane (HMDS) [9].
A.3.2
Les résines :
Ce sont des polymères organiques photosensibles à la radiation de l’outil d’insolation. Pendant
l’étape de lithographie, elles subissent successivement :
– l’étalement sur le substrat par centrifugation. C’est la vitesse de rotation qui détermine l’épaisseur
du film.
– le recuit après étalement ou PAB16 qui a pour but de faire évaporer le solvant contenu dans la
résine et de compacter le film.
– l’exposition.
15
16
Bottom AntiReflective Coating
Post-Applied Bake
14
La lithographie en microélectronique : généralités
– le recuit après exposition ou PEB17 qui a pour but, comme nous le verrons, de déclencher la
réaction de déprotection pour les résines dites « à amplification chimique ». Il est également
utilisé pour réduire les ondes stationnaires et ceci quel que soit le type de résine.
– le développement réalisé dans une solution aqueuse basique.
Toutes les résines sont principalement composées d’une matrice polymère, d’un composé photo-acide
et d’un solvant qui joue sur la viscosité de la résine. Il faut distinguer deux catégories de résines qui
ont des fonctionnements et des chimies différents :
– Les résines dites « novolaques » qui contiennent un polymère novolaque soluble dans les milieux
aqueux et basiques (NAOH, KOH, TMAH) ainsi qu’un composé photosensible, le diazionapthoquinone (DNQ) insoluble dans ces milieux. Le mélange est donc très peu soluble à l’état naturel.
Cependant après exposition à une longueur d’onde située entre 300 et 450 nm, le DNQ produit,
après plusieurs réactions intermédiaires, un composé acide qui sera soluble en milieu basique. La
résine exposée sera donc révélée par le développeur [10]. Ce type de résine était utilisé pour les
générations de scanners g-line et i-line.
– Les résines DUV18 à catalyseur acide. Avec l’arrivée des sources émettant dans l’ultraviolet profond, il a fallu développer des résines beaucoup plus sensibles et moins absorbantes que celles
déjà existantes. On a donc inventé le concept de « résines à amplification chimique » [11]. Ces
résines contiennent une matrice polymère, des groupes protecteurs qui empêchent la dissolution
du polymère non exposé dans le développeur et un composé photosensible, le PAG19 . Au cours
de l’exposition, le PAG produit un acide qui, sous montée en température durant une phase de
recuit, diffuse et peut détacher le groupement protecteur de la matrice polymère, ce qui rend le
polymère soluble dans un développeur basique aqueux. On parle alors de réaction de déprotection.
Elle est schématisée sur la figure 1.11 [12].
+H
Groupes protecteurs
Recuit
+
+H
Groupes protecteurs
Fig. 1.11 – Mécanisme chimique se produisant au cours du PEB dans les résines à amplification
chimique.
Cette réaction est dite « catalytique » car l’acide se régénère après réaction et peut alors poursuivre la déprotection d’autres groupes protecteurs. Grâce à un recuit prolongé, un acide est
capable de diffuser et de détacher un grand nombre de groupements protecteurs. Afin d’avoir de
bonnes performances lithographiques et une bonne résistance à la gravure, ces résines doivent
répondre à certains critères en terme de transparence, de résistance à la gravure et d’adhésion au
substrat. C’est pourquoi elles sont composées de différents groupes fonctionnels qui répondront
séparément à ces critères. Ce type de résine a le grand avantage par rapport aux résines novolaques d’être plus sensible et d’avoir un meilleur contraste. En effet, une résine est caractérisée
par sa courbe de contraste qui représente l’épaisseur de résine restant après exposition en fonction
de l’énergie d’exposition [12]. Un exemple d’une telle courbe est schématisé sur la figure 1.12.
Pour de faibles énergies, l’épaisseur est constante et égale à l’épaisseur initiale. Il existe une
valeur d’énergie E0 , appelée « dose-to-clear », au-dessus de laquelle la résine est complètement
« dégagée ». Finalement, autour de E0 , la courbe est linéaire et la pente de cette droite est le
17
Post-Exposure Bake
Deep UltraViolet
19
Photo-Acid Generator
18
Epaisseur de résine
II La lithographie optique par projection
15
1
E0
ln(E)
Fig. 1.12 – Courbe de contraste typique caractérisant une résine photosensible.
contraste de la résine, γ, donné par :
E0
TE (E)
= γ.ln( )
T0
E
(1.4)
Où TE est l’épaisseur de résine, T0 l’épaisseur initiale, E l’énergie d’insolation.
γ varie généralement entre 4 et 6 et est un critère exprimant la capacité de la résine à imprimer
une image de qualité.
Finalement, il faut souligner que lors de l’exposition, peu d’acides sont générés. Aussi, avant la
réaction de déprotection, certains acides à la surface de la résine peuvent être neutralisés par les
amines de l’air, empêchant ainsi le développement de la résine en surface ce qui crée des profils
dits « en T ». Ce problème peut être résolu en filtrant l’air de la salle blanche ou en utilisant une
couche barrière au-dessus de la résine.
A.3.3
Les couches barrières ou « topcoat » :
La couche barrière est un film organique étalé juste après la résine qui peut être développé dans
l’eau lors d’une étape précédant le développement ou directement dans le développeur. Cette couche
a pour rôle de protéger la contamination aux amines de l’air mais peut aussi servir de couche
anti-réfléchissante ou TARC20 . Nous verrons dans le chapitre suivant que cette couche a un rôle
particulièrement important dans le cas de la lithographie à immersion. Cependant, aujourd’hui,
les fabricants cherchent à formuler des résines pouvant fonctionner sans ces couches barrières qui
complexifient le procédé, ajoutent des étapes et surtout peuvent être une source de défauts altérant
les performances du futur dispositif.
B
Amélioration de la résolution et contrôle des procédés lithographiques
Le terme de résolution est très employé en lithographie mais prête souvent à confusions. En effet, la
résolution désigne la moitié de la plus petite période imprimable et est liée aux paramètres (longueur
d’onde d’exposition, ouverture numérique,. . . ) donnant la plus petite dimension qu’un scanner peut
résoudre. Par opposition, on doit parler de dimensions lorsque l’outil lithographique ne fonctionne
pas à sa limite de résolution. D’autre part, il faut distinguer la « dimension critique » ou CD21
de la « période » des motifs. Bien que liés, ces deux paramètres ne sont pas contrôlés de la même
façon par l’outil de lithographie et ne jouent pas le même rôle sur les performances du dispositif.
La période détermine le nombre de transistors qu’une puce peut contenir alors que le CD détermine
les caractéristiques et performances du transistor [13].
20
21
Top Anti-Reflective Coating
Critical Dimension
16
La lithographie en microélectronique : généralités
B.1
Les équations de Rayleigh
En lithographie, il est commun d’exprimer la demi période résolvable, R. Elle est donnée par une
version de l’équation de Rayleigh qui prend en compte les caractéristiques du scanner telles que
l’illumination et le type de masque, et le détecteur qui est la résine. Il existe une seconde équation
de Rayleigh, nommée ainsi par analogie avec l’équation de la résolution. Elle exprime la profondeur
de champ ou DOF22 d’un outil de lithographie de projection en un point du champ. Ces deux
équations sont :
λ
(1.5)
R = k1 ·
sinθ
et
λ
(1.6)
DOF = k2 ·
sin2 (θ)
Où λ est la longueur d’onde d’exposition dans le milieu d’imagerie, θ le demi angle maximal dans
ce même milieu et k1 et k2 sont des constantes déterminées par des paramètres d’imagerie tels que
le type d’illumination ou le type de masque. Théoriquement, k1 peut descendre jusqu’à 0,25 mais
plus k1 est faible, plus on s’approche de la limite de diffraction. En s’approchant de cette limite, les
motifs du masque ne sont pas reproduits fidèlement. Il faut donc compenser avec des résines plus
performantes et des techniques d’amélioration de résolution au niveau du masque.
Ces relations peuvent également s’écrire :
R = k1 ·
λ0
NA
(1.7)
et
λ0
(1.8)
N A2
Où λ0 est la longueur d’onde dans le vide et NA l’ouverture numérique de l’optique de projection
du scanner.
DOF = k2 ·
Ces quatre équations sont données dans le cas d’approximations paraxiales et sont vraies quand θ
est faible, c’est-à-dire pour les faibles ouvertures numériques. Nous verrons dans le prochain chapitre
la généralisation de ces équations aux hautes ouvertures numériques.
B.2
Amélioration de la résolution
Depuis l’apparition du premier transistor, les acteurs de la microélectronique ont cherché à augmenter le nombre de transistors par puce pour augmenter le débit de production des circuits intégrés. La
lithographie optique joue un rôle primordial dans la poursuite de cet objectif puisque c’est l’étape
qui définit le dessin du circuit ; les étapes suivantes en dépendent. Comme nous l’avons vu précédemment, augmenter la concentration de transistors sur une puce revient à diminuer la période
des motifs donc diminuer la résolution exprimée par la relation 1.5. La tendance en lithographie
optique est de diminuer la constante k1 et la longueur d’onde et d’augmenter l’ouverture numérique
de l’optique de projection. Depuis les débuts de la lithographie, la longueur d’onde est passée du
visible à l’ultraviolet profond qui est aujourd’hui utilisé en production. Ainsi, les lampes à mercure
ont été remplacées par les lasers excimères permettant de poursuivre cette diminution de la longueur
d’onde. De nombreuses améliorations ont été apportées à ces lasers en particulier en terme de largeur
de bande spectrale et d’augmentation du taux de répétition, permettant ainsi leur introduction en
22
Depth-Of-Focus
II La lithographie optique par projection
17
production sur les systèmes de lithographie. La longueur d’onde utilisée aujourd’hui en production
est de 193 nm. La technologie « post-193 nm » en terme de diminution de longueur d’onde est la
lithographie optique à 157 nm visant les générations de composants 100 à 70 nm. Elle était vue
à la fin des années 90 comme la technologie pouvant faire le pont avec les technologies dites de
« nouvelles générations ». Elle a cependant été abandonnée depuis car le développement de cette
technologie contient trop de points bloquants concernant la performance des lasers F2 , les matériaux
optiques transparents à cette longueur d’onde, les masques, les résines et l’ouverture numérique des
scanners fonctionnant à cette longueur d’onde [14].
La poursuite de l’augmentation de l’intégration des transistors s’est également faite par l’augmentation de l’ouverture numérique des scanners (cf relation 1.7). Le développement de lentilles de
projection plus performantes en terme d’aberrations a permis d’en augmenter la taille donc l’ouverture numérique. Finalement, la diminution de la période des motifs s’est également faite par
diminution du facteur k1 . Cette constante dépendante du processus d’imagerie a été diminuée en
passant d’une imagerie à trois faisceaux à une imagerie à deux faisceaux, en se rapprochant de
la limite de diffraction et grâce à l’utilisation de résines plus résolvantes permettant d’imager des
motifs de qualité malgré la limite de diffraction. Ainsi, la figure 1.13 montre l’évolution du facteur
k1 en fonction du temps [15].
Fig. 1.13 – Evolution du facteur k1 .
D’après la deuxième équation de Rayleigh (relation 1.6), il est préférable de poursuivre la diminution de la résolution par diminution de la longueur d’onde que par augmentation de NA ou par
diminution de k1 pour ne pas diminuer la DOF et augmenter la difficulté de réalisation du procédé.
Mais, on est arrivé aujourd’hui à un point où il devient de plus en plus difficile de poursuivre la
diminution de longueur d’onde dans l’ultraviolet profond. En effet, la technologie envisagée est la
lithographie extrême ultraviolet, mais elle nécessite des modifications importantes en terme d’outil
(source, système optique de projection, masques) et de matériaux (optiques et résines). Il existe une
alternative permettant d’éviter ces difficultés : la lithographie à immersion. Par l’introduction d’un
fluide d’indice entre le système de projection et la plaquette de silicium, il est possible d’augmenter
l’ouverture numérique du système tout en gardant l’infrastructure des outils d’exposition à 193 nm.
Nous verrons dans le prochain chapitre que c’est une technique très prometteuse vers laquelle tout
le monde se tourne aujourd’hui.
18
B.3
La lithographie en microélectronique : généralités
Contrôle de la dimension critique
Il ne faut pas oublier que toutes les considérations développées dans le paragraphe précédent
concernent la diminution théorique de la résolution mais ne tiennent pas compte de la faisabilité
technologique du procédé lithographique. En effet, plus la résolution est faible, plus il est difficile de
contrôler les CDs. Dans la pratique, une défocalisation joue beaucoup sur les motifs et augmente la
sensibilité à d’autres erreurs de procédé. De la même façon, une erreur en dose23 dégrade les motifs
et peut les rendre hors spécifications. On définit généralement un critère de tolérance du procédé,
par exemple le CD imprimé varie au maximum de ±10% du CD visé. Cela définit une plage de
focalisation, la profondeur de champ, et une plage de dose, la latitude d’exposition. En microélectronique, conventionnellement, on caractérise un procédé d’imagerie en faisant varier simultanément la
focalisation et la dose afin d’évaluer la profondeur de champ et la latitude d’exposition du procédé.
La matrice focalisation-dose ainsi obtenue peut être visualisée grâce aux courbes de Bossung [16].
Ces courbes représentent la dimension critique imprimée en fonction de la focalisation pour différentes doses d’exposition. La figure 1.14 montre un exemple de ce type de courbe pour des lignes
denses et un CD visé de 120 nm dans les conditions d’illumination suivantes : masque binaire, NA
= 0,75, σ = 0,6.
0.2
CD (µm)
0.15
0.1
0.05
−0.4
−0.3
−0.2
−0.1
0
0.1
0.2
0.3
0.4
défocalisation (µm)
Fig. 1.14 – Courbe de Bossung représentant le CD en fonction de la défocalisation pour un CD
de 120 nm ligne :espace = 1 :1,5 avec un masque binaire à NA = 0,75 et σ = 0,6. Les courbes
correspondent à différentes doses d’exposition.
A partir de ces courbes, on peut en déduire la fenêtre de procédé qui est la plage de focalisation
dans laquelle les CDs obtenus rentrent dans les spécifications prédéfinies. Une bonne représentation
des effets couplés de la focalisation et de la dose sur le procédé lithographique est de tracer la
latitude d’exposition en fonction de la DOF ou de la défocalisation. La meilleure configuration est
pour une grande latitude d’exposition et une grande DOF, assurant ainsi une grande fenêtre de
procédé. Cependant, la diminution des dimensions s’accompagne d’une diminution de la fenêtre de
procédé. Ainsi, au début, on s’y est accommodé en améliorant le contrôle de la focalisation ou la
23
La dose correspond à l’énergie incidente sur la résine. Elle s’exprime en J/cm2 . C’est elle qui contrôle la taille du
CD pour un procédé donné.
II La lithographie optique par projection
19
planéité des substrats. Aujourd’hui, il faut jouer sur les paramètres intervenant dans le processus
d’imagerie pour contourner ces contraintes. L’amélioration des résines a permis dans un premier
temps d’améliorer la fenêtre de procédé. Quand le procédé devient moins tolérant, il est nécessaire
d’utiliser des techniques d’amélioration de résolution ou RET24 .
B.4
Techniques d’amélioration des performances lithographiques ou RET
Il existe principalement trois techniques parmi les RETs permettant d’augmenter la fenêtre de
procédé : l’illumination hors-axe ou OAI25 jouant sur le type d’illumination, les corrections optiques
de proximité ou OPC26 et les masques à décalage de phase ou PSM27 jouant sur le masque.
B.4.1
L’illumination hors-axe ou OAI
On parle d’illumination hors-axe lorsque le masque est éclairé avec des faisceaux sous incidence
oblique. Ce type d’illumination est caractérisé par ce qu’on appelle en lithographie son facteur de
cohérence partielle, σ. Ce paramètre est défini par le rapport du diamètre de l’image de la source
dans le plan de la pupille d’entrée, Φs , sur le diamètre de la pupille d’entrée, Φp , comme schématisé
sur la figure 1.15. C’est également le rapport du sinus du demi angle maximal incident sur le masque
sur l’ouverture numérique de la pupille d’entrée.
Φs
Φp
sinθi
=
N Ap
σ=
source
condenseur
θ
masque
(1.9)
Φ
Φ
Pupille d’entrée
Fig. 1.15 – Définition du facteur de cohérence partielle (illumination de type Köhler).
σ est appelé facteur de cohérence partielle mais il est mal approprié de parler ici de cohérence
car la cohérence en optique est la propriété qui caractérise la capacité d’une source à produire des
interférences. De manière plus générale, elle exprime la relation de phase entre deux ondes de cette
source. De plus, en lithographie, on considère que chaque point de la source participe de manière
indépendante à la formation de l’image. Or, ceci est vrai en optique pour une source incohérente.
Il est à notre avis plus approprié d’employer le terme de facteur de remplissage que facteur de
cohérence.
24
Resolution Enhancement Techniques
Off-Axis Illumination
26
Optical Proximity Corrections
27
Phase-Shift Mask
25
20
La lithographie en microélectronique : généralités
On distingue les cas particuliers suivants : dans le cas d’une source ponctuelle, σ est nul car Φs est
nul (l’image de la source est également ponctuelle). Lorsque la source est de dimension infinie, σ
est infini car Φs est infini. Dans le cas d’un outil de lithographie, σ est compris entre 0 et 1 car le
diamètre de l’image de la source est au maximum égal au diamètre de la pupille. Il y a ainsi trois
cas :
– σ = 0 : l’éclairage est dit « cohérent » (source ponctuelle)
– σ = 1 : l’éclairage est dit « incohérent »
– 0 < σ < 1 : l’éclairage est dit « partiellement cohérent »
Classiquement en lithographie, on utilise les différentes illuminations schématisées sur la figure 1.16
avec des valeurs de σ variant typiquement entre 0,4 et 0,7.
Annulaire
Circulaire
Quadripôle
Dipôle
Fig. 1.16 – Schéma des différents types d’illuminations d’un outil de lithographie.
Regardons ce qui se passe dans le cas d’une illumination de type circulaire. Nous avons vu dans la
partie A.2 que dans le cas où le masque est éclairé sous incidence oblique, les ordres de diffraction
sont translatés dans le plan de Fourier. Dans le cas d’une illumination circulaire, les ordres de
diffraction sont répartis dans un cercle centré autour de l’ordre correspondant à l’incidence normale.
La figure 1.17 représente la répartition des ordres de diffraction dans la pupille d’entrée dans deux
configurations de période et de σ.
λ/p1
-1
0
λ/p2
+1
-1
0 +1
Fig. 1.17 – Répartition des ordres de diffraction dans la pupille d’entrée dans deux configurations
de périodes et σ différents.
Dans la pupille d’entrée, chaque point collecté interagit avec son homologue issu du même point
source capté par la pupille. Nous comprenons donc bien ici que selon la période des motifs et selon
la valeur de σ, il y a interférence entre deux ordres 0/+1 ou -1/0 avec un fond continu ou trois
ordres -1/0/+1 ou plus. Selon les motifs à imager (orientation, période), un type d’illumination sera
plus favorable qu’un autre en terme de profondeur de champ et de contraste.
B.4.2
La correction des effets optiques de proximité ou OPC
Avec l’augmentation du nombre de transistors intégrés sur une puce, il apparaı̂t des effets optiques
de proximité dûs à la proximité des motifs avec leurs voisins qui induisent des variations de CD
par rapport au CD sur le masque. Ces effets de proximité viennent du fait que l’information contenue dans les ordres de diffraction du masque non captés par l’optique de projection d’ouverture
II La lithographie optique par projection
21
numérique limitée n’intervient pas dans la formation de l’image [17]. Ils sont très dépendants de
la dimension des motifs et augmentent au fur et à mesure que les dimensions diminuent et qu’on
approche de la limite de diffraction. Les techniques de corrections optiques de proximité sont basées
sur des modifications faites sur le masque pour prendre en compte ces effets de proximité. Il existe
principalement trois types d’OPC qui se caractérisent :
– par la modification des dimensions des motifs sur le masque
– par ajout d’une extension de fin de ligne ou de « hammerhead » pour corriger les arrondis de
coins ou de « serifs », motifs de petite taille au niveau des coins [18]
– par ajout de motifs non résolus ou SRAFs28 permettant d’augmenter la latitude sur les motifs
isolés.
B.4.3
Les masques à décalage de phase ou PSM
De la même façon que pour le masque binaire, les motifs du masque à décalage de phase sont faits
en chrome sur un substrat transparent de silice fondue. Dans le cas d’un masque PSM, on ajoute
un matériau ou on grave le substrat dans le but de déphaser l’onde qui va le traverser. Il existe deux
types de masques à décalage de phase : le masque à décalage de phase alterné pour lequel il y a
alternance entre le matériau déphaseur et le chrome et le masque à décalage de phase atténué dans
quel cas le motif atténue l’amplitude et déphase l’onde qui le traverse. Contrairement au masque
binaire, le masque à décalage de phase module l’amplitude et la phase de l’onde dans la formation
de l’image. Les deux types de masques sont schématisés sur la figure 1.18.
Masque binaire
Masque à décalage
de phase alterné
Masque à décalage
de phase atténué
Silice
Silice
Silice
chrome
1
chrome
déphaseur
1
0
Champ électrique
au niveau du masque
-1
1
0
Champ électrique
au niveau du masque
-1
1
0
Champ électrique
au niveau de la plaquette
-1
0
Champ électrique
au niveau de la plaquette
-1
1
0
Intensité du champ
au niveau de la plaquette
atténuation
+ déphasage
1
0
Intensité du champ
au niveau de la plaquette
Fig. 1.18 – Masques binaire et à décalage de phase : effet sur le champ et sur l’intensité au niveau
de la plaquette.
Nous avons schématisé l’effet du déphasage et de l’atténuation sur le champ électrique et l’intensité
au niveau de la plaquette dans chaque cas. L’amplitude de l’intensité, et donc le contraste, est
ainsi plus importante que dans le cas des masques binaires. Ce type de masque est intéressant pour
28
Sub-Resolution Assist Features
22
La lithographie en microélectronique : généralités
améliorer les performances lithographiques (meilleure résolution, profondeur de champ, latitude en
énergie) et selon l’application, il est préférable d’utiliser un masque binaire, un PSM alterné ou un
PSM atténué [19]. Finalement, il faut optimiser ces trois paramètres à la fois et à un motif correspond
souvent un type de masque combiné à un type de correction optique et à une illumination pour
rendre le procédé le plus tolérant possible ([20], [21], [22], [23]).
III
Les lithographies de « nouvelle génération »
Les NGL29 sont des techniques de lithographie pressenties pour remplacer la technique classique
de lithographie optique. Ce sont des méthodes alternatives qui devraient apporter des solutions
pour les générations de composants 45 nm et au-delà. Parmi les plus prometteuses, on trouve la
lithographie sans masque, la lithographie extrême ultraviolet et la nanoimpression. Nous allons, dans
les paragraphes suivants, décrire le principe et définir les avantages et inconvénients de chacunes de
ces techniques.
A
La lithographie sans masque
L’idée de réaliser une étape de lithographie sans utiliser de masque n’est pas nouvelle ; la lithographie
sans masque est en développement depuis plus de 30 ans mais tarde à entrer en production car
c’est une technique complexe qui ne permet pas des débits de production aussi importants que
la lithographie par projection. C’est une voie qui n’est cependant pas abandonnée car elle permet
de résoudre le problème de la constante augmentation du coût des masques. Il existe deux types
de lithographie sans masque qui sont détaillés dans les parties suivantes : la technique à faisceau
d’électrons et la technique optique.
A.1
La lithographie à faisceau d’électrons
Le problème majeur de la lithographie à faisceau d’électrons est le débit qui dépend directement du
nombre de pixel inscriptible par « tir ». La figure 1.19 représente les évolutions en lithographie à
faisceau d’électrons en terme de nombre de pixels par tir en fonction du temps [24].
1010
Projection
pleine
plaque?
EPL
Pixesl/tir
108
SCALPEL
106
Faisceau formé
104
102
100
Faisceau gaussien
Pixel unique
1960
1970
Variable
Fixe
Masques
1980
1990
2000
Fig. 1.19 – Evolution de la lithographie à faisceau d’électrons de 1960 à aujourd’hui. SCALPEL =
SCattering with Angular Limitation Projection Electron-beam Lithography.
29
Next Generation Lithography
III Les lithographies de « nouvelle génération »
23
Plusieurs techniques ont cohabité : le système à faisceau gaussien (1 pixel par tir) utilisé pour l’écriture des masques optiques, la lithographie à projection d’électrons ou EPL30 (106 pixels par tir)
et le système à faisceau formé (1000 pixels par tir). Bien que le nombre de pixels par tir continue
d’augmenter, le débit reste un challenge pour que cette technique soit utilisée systématiquement
en production car, du fait de la diminution des dimensions critiques et de l’augmentation de la
taille des plaquettes, le rendement reste très faible. Il faut encore 2,4 heures pour l’écriture d’une
plaquette de diamètre 200 mm [25]. Cette solution n’est néanmoins pas abandonnée car elle permet
d’atteindre des résolutions de 50 nm que la lithographie optique ne peut pas encore atteindre [26].
Concernant l’amélioration du temps d’écriture, de nombreux progrès ont été réalisés. La lithographie à projection d’électrons par exemple a récemment montré l’exposition de millions de pixels par
tir [27]. Actuellement, une solution à « multi-faisceaux » dite PML231 est à l’étude. Elle promet
une nette amélioration du débit par rapport aux techniques d’écriture directe grâce au contrôle dynamique d’une multitude de faisceaux parallèles qui permet une écriture en parallèle contrairement
aux précédentes techniques en série beaucoup plus lentes [28].
A.2
La lithographie optique sans masque
L’architecture d’un scanner de lithographie optique sans masque ou OML232 est la même que celle
d’un scanner conventionnel à la différence que le système de masque est remplacé par un modulateur
spatial de lumière ou SLM33 . Le système SLM est un réseau d’éléments optiques qui ont pour rôle de
moduler la lumière. Ils sont contrôlés en temps réel afin de produire l’image voulue. Un tel système
est actuellement en cours de développement par les sociétés ASML et Micronic Laser Systems et
devrait arriver à maturité d’ici 3 ans. Ce système devrait fonctionner à une longueur d’onde de
193 nm, une ouverture numérique de 0,93, un rendement de cinq plaquettes par heure et pourrait
atteindre des résolutions compatibles avec la technologie 65 nm [29].
B
La lithographie extrême ultraviolet
La lithographie EUV34 est une technique de lithographie optique de projection qui permet une
diminution de CD par la réduction de la longueur d’onde d’exposition à 13,5 nm. Cependant, à
cette longueur d’onde, tous les matériaux utilisés habituellement sont très absorbants ; le système
optique fonctionne donc uniquement en réflexion. Le schéma de l’outil est représenté sur la figure
1.20. Il est composé de miroirs de Bragg, un multicouche molybdène/silicium conçu pour maximiser
la réflectivité à la longueur d’onde d’utilisation. Les masques sont réalisés avec ce même empilement
recouvert en surface d’un matériau absorbant qui définit le motif à imprimer [30]. Cette technique
de lithographie optique est vue comme un bon candidat pour poursuivre la diminution des CD à
partir du nœud 32 nm et au-delà puisqu’elle peut atteindre des dimensions bien inférieures à 50 nm.
Cependant il reste un certain nombre de points techniques à développer pour rendre possible son
entrée en production. En effet, la puissance des sources reste encore insuffisante, les résines doivent
être développées pour contrôler la rugosité et optimiser la sensibilité et beaucoup d’efforts sont à
faire pour fabriquer des masques avec un faible taux de défauts et pour contrôler la contamination
et la détérioration des optiques.
30
Electron Projection Lithography
Projection MaskLess Lithography
32
Optical MaskLess Lithography
33
Spatial Light Modulator
34
Extreme UltraViolet
31
24
La lithographie en microélectronique : généralités
Fig. 1.20 – Schéma d’un outil de lithographie extrême ultraviolet.
C
La nanoimpression
La technique de nanoimpression est une technique de lithographie non conventionnelle, c’est-à-dire
qu’elle ne fait pas intervenir un faisceau modifiant localement un matériau photosensible. Cette
technique consiste à structurer un polymère par réplication d’un moule sur lequel sont définis les
motifs à imprimer. Il existe deux méthodes : la nanoimpression thermique et la nanoimpression
assistée par UV.
C.1
La nanoimpression thermique
Elle consiste à l’emboutissage du moule souvent en silicium à moyenne pression dans un polymère
thermoplastique préalablement chauffé au-dessus de sa température de transition vitreuse. Après
cette étape, le matériau à structurer devient moins visqueux et peut venir remplir les cavités du
moule donc reproduire sa structure. Suit une étape de refroidissement avant le démoulage final. La
figure 1.21 présente son principe de fonctionnement. A l’étude depuis 1995, Cette technique est à
l’initiative de l’équipe de S. Y. Chou qui la propose comme future technique de nanolithographie
pour l’impression de structures sub-25 nm [31]. Depuis, cette technique a été développée et permet
l’impression de motifs jusqu’à 10 nm [32]. Elle a été utilisée dans de nombreux domaines tels que
l’enregistrement optique [33], la microélectronique sur des plaquettes 200 mm [34], la photonique [35]
et la microfluidique [36]. Bien que prometteuse, cette technique nécessite encore des développements
pour être utilisée en production, en particulier sur l’uniformité de pressage sur grande surface, sur
les problèmes d’adhésion entre moule et polymère, sur le temps de cycle (montée en température,
impression, refroidissement) et sur l’usure des moules [37].
III Les lithographies de « nouvelle génération »
25
1.
P°
2.
T°
3.
Fig. 1.21 – Schéma de principe du fonctionnement de la nanoimpression thermique (dispense de
résine par centrifugation (1), montée en température puis application de la pression (2), refroidissement et démoulage (3)).
C.2
La nanoimpression assistée par ultraviolet
Cette technique de nanoimpression est utilisée avec des polymères très peu visqueux qui vont remplir
le moule sans application de pression ni montée en température. C’est la capillarité qui permet ici le
remplissage. Le moule transparent aux ultraviolets permet, par le biais de l’insolation, la réticulation
du polymère en fin de pressage [38]. La figure 1.22 présente son principe de fonctionnement.
1.
2.
UV
3.
Fig. 1.22 – Schéma de principe du fonctionnement de la nanoimpression assistée par ultraviolet
(dispense de résine (1), application du moule (2), retrait du moule (3)).
Cette technique est plus prometteuse que la nanoimpression thermique comme technique de lithographie pour la production microélectronique puisqu’elle semble à priori répondre aux exigences de
l’industrie [39]. En effet, le temps de cycle est nettement réduit (pas de montée en température et
en pression), elle permet l’alignement entre deux niveaux de fabrication grâce au moule transparent
et on s’attend à ce qu’il y ait peu de problèmes d’uniformité car il y a impression de la surface
d’une puce puis déplacement par « step-and-repeat » possible grâce à l’alignement. Cependant, de
nombreux points restent encore à être validés avant son entrée en production en particulier en ce
qui concerne la défectivité et les possibilités d’alignement.
Conclusion
La lithographie optique par projection s’est énormément complexifiée depuis ses débuts et arrive
aujourd’hui à ses limites. Pour poursuivre l’objectif d’augmentation de densité d’intégration et de
performances des circuits, beaucoup d’efforts ont été entrepris pour adapter les outils de lithographie
26
La lithographie en microélectronique : généralités
optique à la demande en jouant sur les paramètres d’insolation tels que les masques, l’illumination,
les lentilles, la résine. . . Des techniques de lithographie de nouvelle génération sont pressenties pour
remplacer la lithographie optique. Cependant il reste beaucoup de points critiques à développer et
elles ne seront pas matures avant encore quelques années. La technique la plus prometteuse à court
terme, c’est-à-dire pour les nœuds technologiques 65 et 45 nm, est la lithographie à immersion à
193 nm. Elle permet d’améliorer les performances lithographiques tout en gardant l’infrastructure
du 193 nm. Les principe et caractéristiques de cette technique sont développés dans le chapitre 2.
Chapitre 2
La lithographie à immersion à 193
nm : bénéfices et challenges de la
technique
Introduction
La lithographie à immersion est une technique de lithographie optique qui consiste à remplir l’espace
entre l’optique de projection du scanner et la plaquette d’un fluide d’indice supérieur à celui de l’air.
Cette adaptation d’indice permet de minimiser les phénomènes de réfraction aux interfaces. Dans
ce chapitre, nous verrons tout d’abord que cela améliore les performances lithographiques d’un outil
à 193 nm « à sec ». La lithographie à immersion est aujourd’hui pressentie comme la technique
permettant la fabrication des prochaines générations de composants pour les nœuds technologiques
45 nm et au-delà. La deuxième partie de ce chapitre est consacrée à un bilan de l’évolution et des
challenges de la technique.
I Historique
I
29
Historique
L’utilisation d’un fluide d’immersion en optique est connue depuis plus de 150 ans dans le domaine
de la microscopie. En effet, tout a commencé dans les années 1840, quand Amici [40] invente la
technique d’immersion à l’eau, puis à la glycérine et à l’huile de cèdre ; en remplissant l’espace entre
l’objectif et la plaque de verre d’un fluide d’indice équivalent à celui du verre, il peut observer des
images de meilleure qualité. L’adaptation d’indice entre les trois milieux diminue les phénomènes
de réfraction aux interfaces et permet de capter plus de rayons lumineux. En 1880, Abbe conçoit
le premier objectif de microscope à immersion. L’immersion pour des applications à la lithographie
n’est envisagée que 100 ans plus tard par Takanashi en 1984 [41] et Taberelli [42] en 1985 qui
imaginent un outil de lithographie dans lequel l’espace entre la dernière lentille de projection et
la plaquette est rempli avec un liquide d’indice égal à celui de la résine. En 1987, Lin considère
l’immersion comme un moyen d’augmenter la profondeur de champ des outils de lithographie optique
déjà existants plutôt qu’un moyen d’améliorer la résolution [43]. A partir de 1989 apparaissent
les premières démonstrations expérimentales de l’immersion. Kawata et al. ([44], [45]) montrent
l’impression de lignes de largeur sub-200 nm avec un système de lithographie de laboratoire basé sur
un microscope inversé fonctionnant dans le visible et en immersion avec de l’huile. Au même moment,
en 1992, Owen et al. [46] proposent d’étendre la lithographie à 193 nm en utilisant un système optique
à ouverture numérique 0,7 dans une configuration « immergée » avec de l’huile permettant ainsi
d’augmenter l’ouverture numérique à 1,05 ; il prévoit l’impression de lignes de largeur allant jusqu’à
125 nm avec cette technique. Mise à part de nombreux travaux sur la lithographie interférométrique
en immersion à diverses longueurs d’onde (qui fait le sujet de cette thèse et donc sera plus développé
dans les prochains chapitres), les idées émises dans les années 80 et début des années 90 progressent
peu jusqu’à la contribution fondamentale de Lin qui remet l’immersion sur le devant de la scène en
2002 pour des applications industrielles [47] et la démonstration des premiers concepts d’outil de
lithographie à immersion en 2003 par ASML et Nikon.
II
A
Amélioration des performances lithographiques en immersion
Bénéfices de la technique
L’objectif de ce paragraphe est d’explorer les capacités de la lithographie à immersion et de décrire
l’effet de l’introduction d’un fluide d’immersion sur les performances lithographiques. En lithographie à immersion, il faut faire particulièrement attention aux définitions qu’on donne de la résolution
et de la profondeur de champ. Ces deux grandeurs sont classiquement définies par les équations de
Rayleigh qui expriment la résolution et la profondeur de champ en fonction de la longueur d’onde,
λ, et de l’ouverture numérique de sortie de la lentille de projection, NA. Elles sont souvent données
par les formules :
R = k1
λ
NA
(2.1)
et
DOF = k2
λ
N A2
(2.2)
30 La lithographie à immersion à 193 nm : bénéfices et challenges de la technique
k1 et k2 étant des constantes déterminées par des paramètres d’imagerie tels que le type d’illumination, le type de masque, la résine. . .
NA, nommée ainsi par les initiales du terme anglais « numerical aperture », est définie par :
N A = n · sinθ
(2.3)
Où n est l’indice du milieu de sortie et θ le demi angle maximal que fait la lumière en sortie de la
lentille. Elle dépend de l’ouverture de la pupille de sortie et de la distance pupille-image.
L’ouverture numérique est un paramètre très important en imagerie car, d’après la relation 2.1, elle
permet de définir la propriété la plus essentielle du système : sa résolution.
Avec l’introduction de l’immersion, les équations 2.1 et 2.2 peuvent devenir ambiguës car il est
possible de considérer que λ devient nλ ou que N A est multiplié par n car N A = nsinθ auquel
cas le bénéfice dû à l’introduction d’un fluide d’indice n est pris en compte deux fois. De plus,
dans le cas d’une imagerie à haute ouverture numérique, ces équations ne sont plus appropriées car
elles reposent sur des approximations paraxiales qui supposent des petits angles par rapport à l’axe
optique. Les nouvelles expressions de la résolution et la DOF ont été calculées dans la référence [47].
Elles reposent sur le calcul de la différence de chemin optique δ = RP − R0 P dans le cas d’un front
d’onde sphérique pour un point image P dans un milieu d’indice n comme schématisé sur la figure
2.1.
R
θ
θ
P(x,0,0)
x
r
R0
R
l
r
θ
R0
l
r
P
r
P0
z
x.sin
θ
(a) Différence de chemin optique pour un point
hors axe optique à la bonne focalisation.
(b) Différence de chemin optique pour un point
dans l’axe optique hors focalisation.
Fig. 2.1 – Différences de chemins optiques pour les calculs de la résolution et de la profondeur de
champ.
Regardons d’abord le cas d’un point en dehors de l’axe optique dans le plan de bonne focalisation
pour calculer l’expression de la résolution. La différence de chemin optique, δR , a été calculée dans
le cas de grands angles et vaut [47] :
δR = n(l −
Avec l2 = r 2 + x2 − 2xrsinθ, on a :
p
r 2 + x2 )
(2.4)
II Amélioration des performances lithographiques en immersion
l2 − (r 2 + x2 )
√
l + r 2 + x2
−2xrsinθ
√
=n
l + r 2 + x2
31
δR = n
(2.5)
En lithographie, la distance entre la lentille et le plan image est très grande devant la dimension
des motifs imprimés ce qui donne x << r et s ≈ r. La relation précédente devient donc :
δR = −2nxsinθ
(2.6)
D’après Rayleigh, deux points image sont résolus lorsque le deuxième point est confondu avec
la première frange sombre de la figure de diffraction du premier point. En prenant donc comme
critère δR = ±1, 22λ0 correspondant à la première interférence destructive, nous pouvons en déduire
l’expression de la résolution :
x = 1, 22 ·
λ0
2nsinθ
(2.7)
Regardons maintenant le cas d’un point dans l’axe mais défocalisé. De la même façon, la différence
de chemin optique a été calculée dans le cas de grands angles et vaut :
δDOF = n(l − (r + z))
(2.8)
Avec l2 = r 2 + z 2 + 2rzcosθ, on a :
l2 − (r + x)2
l+r+x
−4rzsin(θ/2)
=n
l+r+z
δDOF = n
(2.9)
l + r + z ≈ 2r, donc :
θ
δDOF = −2nzsin2 ( )
2
(2.10)
Le même critère sur δDOF permet d’en déduire la profondeur de champ. Finalement, en insérant
k1 et k3 (constante de Rayleigh pour la DOF dans le cas d’approximations non paraxiales) les
constantes de Rayleigh liées aux paramètres d’imagerie du système, nous avons alors :
R = k1
λ0
nsinθ
(2.11)
λ0
nsin2 ( 2θ )
(2.12)
DOF = k3
La relation 2.11 est identique dans les cas d’approximations paraxiales et non paraxiales. Pour les
λ0
λ0
petits angles, l’équation 2.12 se simplifie en DOF = k3 n(θ/2)
2 ≈ 4k3 nsinθ d’où k3 = k2 /4.
32 La lithographie à immersion à 193 nm : bénéfices et challenges de la technique
Il est préférable d’utiliser les expressions 2.11 et 2.12 de la résolution et de la profondeur de champ
en immersion plutôt que les expressions 2.1 et 2.2 car elles tiennent compte à la fois de l’introduction
d’un fluide d’indice n et de l’effet des hautes ouvertures numériques sur le système d’imagerie. Elles
enlèvent toute ambiguı̈té sur le bénéfice de l’augmentation de l’indice du milieu de sortie.
Nous voyons d’après la relation 2.11 que l’immersion a potentiellement la capacité d’améliorer la
résolution. En effet, sinθ est au maximum égal à 1. k1 et λ0 étant fixés par les conditions de procédé
et d’illumination, R est ultimement limitée à k1 · λ0 et k1 λn0 dans les cas sec et immersion respectivement.
Finalement en immersion, il est d’une part possible d’améliorer la résolution grâce au design d’optiques plus grandes et en tenant compte des aberrations et distorsions de l’ensemble du système
optique/fluide. D’autre part, à période de motif donnée, l’immersion permet d’augmenter la profondeur de champ. En effet, l’angle θ est lié à la période p par la relation :
p=
mλ
nsinθ
(2.13)
Où m est un entier donné par l’ordre de diffraction. En limite de diffraction, seuls les ordres zéro
et ±1 passent par la lentille et participent à la formation du motif. En combinant les équations
2.13 et 2.12, nous pouvons en déduire l’amélioration de la profondeur de champ pour un motif par
l’immersion :
sin2 ( 12 sin−1 ( λp0 ))
DOF imm
=
λ0
DOF sec
))
nsin2 ( 21 sin−1 ( np
(2.14)
Sur la figure 2.2, le rapport de la profondeur de champ en immersion et en sec a été tracé en fonction
de la période des motifs à la longueur d’onde 193 nm.
3
DOFimm/DOFsec
2.5
2
1.5
1
0.5
0
200
n=1.43
n=1.5
n=1.7
250
300
350
400
450
500
550
600
p (nm)
Fig. 2.2 – Rapport des profondeurs de champ en immersion et en sec en fonction de la période du
motif à la longueur d’onde 193 nm pour différents indices de fluide d’immersion.
II Amélioration des performances lithographiques en immersion
33
Nous pouvons remarquer que l’amélioration de la profondeur de champ est au minimum proportionnelle à la valeur de l’indice du fluide et qu’elle est plus importante pour les faibles périodes.
Cependant, il faut être vigilant lorsque l’on parle d’immersion. Deux systèmes optiques, l’un en sec,
l’autre en immersion, doivent être considérés et traités distinctement, comme deux optiques à part
entière, car le fluide d’immersion est à lui seul un élément optique du système et doit être pris en
compte dans le design de la lentille de projection.
En effet, modélisons l’optique de projection par ses pupilles d’entrée et de sortie et ses plans principaux objet et image comme schématisé sur la figure 2.3.
f osec
f i sec
Plan principal objet
Plan principal image
Fig. 2.3 – Pupilles d’entrée et de sortie et plans principaux objet et image de l’optique de projection.
Elle est caractérisée en sec (les milieux côté objet et image sont de l’air) par ses focales objet et
image, f0sec et fisec , et par les distances objet-plan principal objet et plan principal image-image,
sec
ssec
0 et si , fixées par le grandissement G. Elles sont données par :
1
l
+ 1−n
r2
1+G
= nl −1 1−nl
r1 + r2
fosec =
ssec
o
nl −1
r1
fisec =
ssec
=
i
1
(2.15)
1/G+1
(2.16)
nl −1
1−n
+ r l
r1
2
nl −1 1−nl
+ r
r1
2
Où r1 et r2 sont les rayons de courbure de la lentille et nl est son indice.
En passant à un autre milieu de sortie, d’indice ni , elles sont modifiées et valent1 :
1
l
+ nir−n
2
1 + ni G
= nl −1 ni −nl
r1 + r2
foimm =
simm
o
nl −1
r1
fiimm =
ni
nl −1 ni −nl
+
r1
r2
(2.17)
simm
=
i
1/G+ni
nl −1
n −n
+ ir l
r1
2
(2.18)
En faisant l’hypothèse d’un grandissement constant (comme c’est le cas des scanners de lithographie
à immersion) et d’une même optique de rayons de courbure r1 et r2 , le passage en immersion a pour
effet de modifier les distances so et si , ce qui change θ, l’angle intervenant dans la définition de
l’ouverture numérique. A titre d’exemple, nous avons tracé sur la figure 2.4 l’ouverture numérique
en sec et en immersion (ni = 1, 43) dans le cas d’un grandissement 4 et de rayons r1 = 1 cm, r2 = ∞
(dioptre de sortie plan) en fonction du diamètre de la pupille de sortie D. Celles-ci sont données
1
Le calcul de la formule des lentilles dans le cas d’une lentille mince dans deux milieux d’indices différents est
détaillé dans la référence [48].
34 La lithographie à immersion à 193 nm : bénéfices et challenges de la technique
par :
N Asec = p
N Aimm = ni · q
D/2
2
+ (ssec
i )
D/2
D 2 /4
(2.19)
D 2 /4 + (simm
)2
i
1.4
1.2
1
NA
0.8
0.6
0.4
0.2
NAsec
NAimm
0
0
5
10
15
20
25
30
D (cm)
Fig. 2.4 – Ouverture numérique en sec et en immersion (n = 1,43) en fonction du diamètre de la
pupille de sortie.
Dans ce cas particulier, pour D<6 cm, N Aimm est inférieure à N Asec . Cette optique de grandissement 4 et de rayons r1 = 1 cm, r2 = ∞ ne permet donc pas d’augmenter l’ouverture numérique en
immersion quelque soit le diamètre de la pupille de sortie en gardant exactement la même optique.
D’autre part, pour D>6 cm, l’immersion permet d’augmenter l’ouverture numérique. Ainsi, avec
la même lentille, on peut, avec l’immersion, augmenter ou diminuer l’ouverture numérique selon
l’ouverture de la pupille de sortie.
Cependant, l’immersion a bien le potentiel d’augmenter l’ouverture numérique au-delà de 1, il faut
pour cela adapter l’optique au fluide pour permettre d’augmenter NA tout en tenant compte des
aberrations introduites par ce nouvel élément optique qu’est le fluide.
Cet exemple est un cas particulier extrêmement simplifié puisqu’il considère les calculs de focales
dans le cas d’une lentille mince mais il illustre bien le fait que toute l’optique doit être adaptée
lorsque le milieu de sortie est changé et qu’il ne suffit pas de mettre une optique donnée dans un
milieu d’indice supérieur pour augmenter son ouverture numérique.
B
Vérification par des simulations
Avant l’apparition des premiers outils de lithographie en immersion, des séries de simulations ont été
réalisées afin de confirmer l’effet de l’immersion sur les performances lithographiques. Par exemple
dans la référence [49], un outil de simulation basé sur une approche vectorielle de solutions des
III Etat de l’art et challenges technologiques
35
équations de Maxwell a été développé pour évaluer les performances lithographiques (résolution,
DOF, contraste, latitude d’exposition) dans différentes conditions d’illumination, de masques et
d’ouverture numérique. Il ne prend en compte que les aspects optiques et non les aspects chimiques
de la résine mais permet déjà une bonne compréhension du phénomène d’immersion. La figure 2.5
donne la DOF simulée en fonction de la dimension des motifs (CD ligne = espace) à différentes
ouvertures numériques [49].
Fig. 2.5 – Simulations de la profondeur de champ en fonction de la dimension des motifs (CD ligne
= espace) avec un masque binaire et en illumination circulaire.
Cette simulation montre que la DOF est doublée à une ouverture numérique 0,9 en passant d’un
système sec à un système en immersion avec un masque binaire en illumination circulaire. La demi
période minimum est diminuée avec l’augmentation de l’ouverture numérique en immersion : 80 nm
à NA = 1,3, 65 nm à NA = 1,1 et 55 nm à NA = 0,9. De plus, elle montre que l’immersion peut être
combinée avec des RETs tels que l’illumination hors-axe et l’OPC. Par exemple, l’utilisation d’une
illumination annulaire en plus d’un masque binaire à NA = 1,1 permet de résoudre des motifs de
60 nm au lieu de 65 nm avec une DOF multipliée par 1,6 (voir chapitre 1 pour la définition et le
principe des RETs et OPC).
De plus, d’autres simulations montrent des performances similaires en terme de fenêtre de procédé
pour les techniques de lithographie à 157 nm et à 193 nm en immersion, ce qui explique la préférence
des acteurs de la lithographie pour l’immersion [50].
III
Etat de l’art et challenges technologiques
Le but de cette partie est de présenter l’état de l’art de la technique ainsi que les améliorations technologiques à apporter pour atteindre les performances similaires aux scanners de lithographie à sec
pour permettre son introduction en production. C’est depuis 2003 que les chercheurs et fournisseurs
d’outils de lithographie commencent à évoquer la faisabilité de la lithographie à immersion et de son
introduction dans l’industrie. Tous s’accordent à dire que l’immersion est une technologie capable de
résolutions allant jusqu’à 50 nm et que même s’il reste quelques points bloquants à étudier (fluides,
lentilles, système de distribution d’eau, résines, défectivité), elle est la prochaine technique à entrer
en production pour les nœuds technologiques 65 et 45 nm voire 32 et 22 nm (demi période) avec
des fluides d’indice supérieur à celui de l’eau.
36 La lithographie à immersion à 193 nm : bénéfices et challenges de la technique
A
Design des lentilles et systèmes de distribution d’eau
Dès 2003, les ingénieurs de Nikon ([51], [52]) et ASML [50] commencent à évoquer un nouveau
design de lentilles à très haute ouverture numérique sans aberrations et permettant de bénéficier de
l’introduction du fluide pour améliorer la résolution. Zeiss propose pour ASML une configuration
de lentille de projection à 193 nm très performante en terme d’aberrations avec une ouverture
numérique allant jusqu’à 1,1 avec de l’immersion à l’eau [53]. Nikon conçoit aujourd’hui des optiques
de projection allant jusqu’à NA = 1,2 [54]. Il existe cependant un compromis entre le facteur de
réduction, le type d’optique (réfractive ou catadioptrique2 ) et la taille du champ d’exposition. En
effet, passer à une optique catadioptrique permet de conserver des tailles de champ classiques, de
26 mm x 33 mm, à NA = 1,2 tout en gardant un facteur de réduction 4X alors que conserver une
optique réfractive nécessiterait, de par sa complexité et sa taille grandissante, de diminuer le champ
et passer à un facteur de réduction 8X. Mais un tel facteur de réduction aurait comme conséquence
une baisse du débit de production ce qui n’est pas envisageable pour la production de masse.
De plus, les fabricants de scanners ont réfléchi aux systèmes de distribution d’eau entre la lentille
et la plaquette entre chaque exposition. Tous ont convergé vers trois solutions possibles, illustrées
figure 2.6 [52].
Fig. 2.6 – Schéma des trois systèmes de distribution d’eau dans un outil de lithographie à immersion : configuration de distribution locale, « plaquette immergée » et « platine immergée ».
– La configuration de distribution locale ou « douche » : cette configuration a l’avantage de nécessiter
peu de changement par rapport à la configuration sèche et du fait des faibles volumes concernés,
il n’y a pas de perte de temps au moment de la distribution. Les seuls problèmes possibles sont
l’apparition de défauts au moment du déplacement de la zone périphérique de la plaquette et la
difficulté de maintenir l’épaisseur d’eau en périphérie pendant l’exposition.
– La configuration « plaquette immergée » ou « bain » : cette solution a l’inconvénient d’empêcher
le déplacement de la plaquette à grande vitesse car cela engendrerait trop d’instabilités au niveau
du fluide.
– La configuration « platine immergée » : cette solution n’est pas faisable dans la pratique car elle
nécessite d’énormes quantités d’eau donc une temps de distribution beaucoup trop long.
Finalement, tous les constructeurs se sont orientés vers une configuration de type « distribution
locale ».
En terme de distance de travail (épaisseur de fluide), elle doit être limitée pour éviter les pertes
dues à une mauvaise transmission du fluide. Du fait du mouvement lors du balayage de la plaquette,
elle doit également répondre à des critères hydrodynamiques précis. En effet, des calculs d’hydrodynamique en condition de flux laminaire, ont permis, en tenant compte des mouvements de la
2
Une optique est dite catadioptrique quand elle contient des éléments optiques réfractifs (en transmission) et
réflectifs.
III Etat de l’art et challenges technologiques
37
plaquette, d’évaluer un ordre de grandeur de l’épaisseur d’eau acceptable, de l’ordre de 1-2 mm,
ainsi que d’évaluer les vitesses de balayage de l’ordre de 250 mm/s [50].
Les tableaux de la figure 2.7 résument les spécifications des différentes générations d’outils de lithographie à immersion développées par Nikon [55] et ASML ([56], [57]). L’ouverture numérique
n’a cessé d’augmenter pour dépasser 1 aujourd’hui. Des lentilles adaptées ont été conçues pour
permettre des performances équivalentes à la configuration sèche. Les performances lithographiques
en terme de DOF ont été améliorées, comme prévu par la théorie. Les données en défectivité sont
cependant moins bonnes en immersion (nous détaillons les défauts spécifiques à l’immersion par la
suite), c’est pourquoi aujourd’hui les fabricants travaillent en particulier sur l’amélioration de ce
paramètre. Finalement les dernières générations d’outils permettent de contrôler la polarisation. En
effet, l’introduction de la lithographie à immersion autorise l’utilisation de systèmes d’imagerie à
haute ouverture numérique allant jusqu’à NA = 1,2 voire même au-dessus. Il faut donc considérer
une description vectorielle du champ électrique et prendre en compte la polarisation de la lumière.
En lumière non polarisée, le contraste de l’image est dégradé du fait du mauvais contraste d’interférence des composantes p de la lumière, ce qui se traduit par de moins bonnes performances
lithographiques dues à une diminution de la latitude d’exposition (cf annexe A pour une définition
des polarisations s et p). En étant capable de polariser linéairement en s la lumière participant à
la formation de l’image, il est possible de minimiser cette perte de contraste. Cependant, plusieurs
éléments de l’outil de projection jouent sur la polarisation (masque, lentille, résine) et il faut être
capable de contrôler la polarisation à la traversée de chaque composant et de la mesurer assez
précisément au niveau de la plaquette. Pour plus de détails sur l’effet de la polarisation à haute
ouverture numérique, le lecteur pourra se reporter au chapitre 5 dans lequel nous étudions cette
problématique plus en détail.
Finalement, avec l’introduction des hautes ouvertures numériques et de la lumière polarisée, de
nouvelles problématiques apparaissent. Par exemple, il devient nécessaire d’optimiser l’empilement
lithographique. Les couches anti-réfléchissantes, optimisées aujourd’hui pour les faibles incidences,
ne sont plus adaptées à haute ouverture numérique. L’introduction de BARCs bicouche est aujourd’hui la solution pressentie pour remplacer les BARCs actuels. Ainsi, ils permettraient de minimiser
la réflectivité pour une large gamme d’angles d’incidence [58]. D’autre part, l’empilement ne transmet pas de la même façon la lumière en polarisation s et p. Il est donc primordial de considérer
la polarisation à tous les niveaux de la formation de l’image. Par ailleurs, comme nous le verrons
dans la suite de ce chapitre, tout porte à croire que la prochaine étape de la lithographie sera la
lithographie à immersion avec des fluides d’indice supérieur à celui de l’eau. Il faut donc prévoir
qu’un jour l’indice du fluide sera supérieur à celui de la couche supérieure de l’empilement ce qui
peut induire des phénomènes de réflexions totales à l’interface fluide/résine. Il faut donc travailler
sur la résine qui doit non seulement être plus résolvante mais aussi avoir un indice supérieur.
B
Les fluides pour l’immersion
Le fluide d’immersion est un des éléments les plus critiques de la technique ; en effet, faisant partie
intégrante d’un système d’imagerie optique de haute précision, il doit répondre à des critères physicochimiques précis. Ainsi il doit être suffisamment transparent à la longueur d’onde d’exposition,
avoir un indice de réfraction à cette longueur d’onde suffisamment haut pour pouvoir augmenter
l’ouverture numérique, avoir une viscosité modérée pour permettre le déplacement de la plaquette à
grande vitesse, être compatible avec les résines et les optiques de projection et finalement ne pas être
toxique et être compatible avec les procédés de la salle blanche. En ce qui concerne la transmission,
elle doit être maximale pour trois raisons [59] :
38 La lithographie à immersion à 193 nm : bénéfices et challenges de la technique
ASML
AT1150i
XT1250i
XT1400i
XT1700i
NA
0,75
0,6-0,85
0,65-0,93
0,75-1,2
Année
2003
2004
2005
2006
X
26 × 33 mm2
26 × 33 mm2
26 × 33 mm2
Grandissement
4x
4x
4x
4x
Débit (plaques/ heure)
X
114
133
122
70 nm L/S, ann., attDOF×1,7
PSM
70 nm iso, ann., attPSM
DOF×1,6
65 nm
45 nm
≈ à la configuration
sèche
≈ à la configuration
sèche
≈ à la configuration
sèche
Non contrôlée
Non contrôlée
Contrôlée
Contrôlée
Réfractive
Réfractive
Taille du champ
Performances
d’imagerie
Défectivité
90 nm L/S, ann.
DOF×1,6
90 nm iso, ann.
DOF×1,44
115 nm CH, quasar
DOF×1,75
130 nm CH iso, attDOF×1,62
PSM
> à la configuration
sèche
Polarisation
Catadioptrique
Lentille
Qualité identique aux lentilles “sèches” (distortions, aberrations)
NIKON
EET
S609B
S6XX
NA
0,85
1,07
1,3
Année
2004
2005
2006
Taille du champ
X
26 × 33 mm2
26 × 33 mm2
Grandissement
4x
4x
4x
X
130
130
≤ 55 nm
≤ 45 nm
Débit (plaques/ heure)
Performances
d’imagerie
Défectivité
Polarisation
65 nm L/S, dipole, attDOF×1,7
PSM
80 nm L/S, ann., attDOF×1,4
PSM
80 nm iso, ann., attPSM
DOF×1,7
Suffisamment faible
pour la production
Diminuée (bulles, watermarks, particules)
Contrôlée
Contrôlée
Contrôlée
Réfractive
Réfractive
Catadioptrique
Lentille
Qualité identique aux lentilles “sèches” (distortions, aberrations)
Fig. 2.7 – Spécifications des outils de lithographie à immersion Nikon et ASML en terme de champ,
débit, performances, défectivité, polarisation, lentille (L/S = Ligne/Espace, iso = isolé, att-PSM =
masque PSM atténué, ann. = annulaire, X = données non disponibles).
III Etat de l’art et challenges technologiques
39
– tout d’abord, l’absorption du fluide va être responsable de l’apodisation de la pupille car les rayons
périphériques (les plus obliques) traversent le fluide sur une plus longue distance que les rayons
centraux. La lumière reçue n’est donc pas la même pour tous les angles.
– une faible transmission peut créer une montée en température du fluide due à l’absorption de
photons et la variation de l’indice de réfraction est directement proportionnelle à la variation
de température. Une variation locale d’indice peut créer une variation de focalisation et des
aberrations donc une distorsion d’image.
– finalement, la transmission doit être grande pour assurer un bon débit.
Un bon candidat en terme d’indice et de transmission est donc tout simplement l’eau car elle est
peu absorbante, α = 0.036 cm−1 (base 10) [60], et a un indice de réfraction à 193 nm de n = 1,44
[61]. Il faut cependant être vigilant car de l’eau uniquement déionisée peut ne pas être suffisante ;
des traces d’impuretés peuvent avoir un gros impact sur les propriétés optiques du fluide et plus
généralement sur les performances lithographiques [62]. De plus, d’un point de vue chimique, les
impuretés de l’eau peuvent être responsables de la contamination des optiques et il a été montré que
l’eau réagit avec le matériau des optiques : le fluorure de calcium, CaF2 [63]. Ainsi il est nécessaire
de développer des couches protectrices pour les optiques.
Concernant l’indice des fluides d’immersion, à l’heure actuelle, des recherches sont en cours pour
formuler des fluides d’immersion d’indice supérieur à celui de l’eau. En effet, afin de continuer
l’augmentation de l’ouverture numérique pour adresser les nœuds technologiques au-delà de 45 nm
avec des valeurs de k1 raisonnables, il est nécessaire d’avoir accès à des fluides d’indice de l’ordre de
1,6 - 1,7. Par exemple pour atteindre le nœud technologique 32 nm avec un k1 de l’ordre de 0,25, il
est nécessaire d’avoir un fluide dit de « seconde génération » d’indice supérieur à 1,6 et il faudra un
fluide de « troisième génération » d’indice supérieur à 1,8 pour des motifs de dimension sub-32 nm.
De plus, ces fluides devront répondre à des critères d’absorbance précis s’ils sont combinés avec une
optique ayant une surface concave (les lentilles à surface concave sont envisagées pour s’affranchir
du phénomène de réfraction totale à l’interface plane lentille-fluide pour les forts angles d’incidence).
Différents candidats ont été proposés pour répondre à ces critères. Ils sont représentés sur la figure
2.8 en fonction de leur absorption et de leur indice.
2
Alkanes linéaires
Eau
Alkanes cycliques
IF−Dupont
IF−JSR
IF−Air liquid
Acides
Surfactants
Sels ammoniaqués
Silicate
1.8
1.6
Absorption (/cm)
1.4
1.2
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0
1.4
1.45
1.5
1.55
1.6
1.65
1.7
n
Fig. 2.8 – Absorption et indice de réfraction des fluides de « seconde génération ».
40 La lithographie à immersion à 193 nm : bénéfices et challenges de la technique
Parmi eux nous trouvons les acides de type sulfurique ou phosphorique [64], les fluides hydrocarbonés
[65], l’addition à l’eau de composés tels que des surfactants [66], des nanoparticules [67] ou des sels
d’ammonium [68] et d’autres dont on ne connaı̂t pas la composition exacte ([69],[70]).
C
Les défauts introduits par le fluide d’immersion
L’introduction d’un liquide entre les optiques et la résine amène des défauts spécifiques à l’immersion
qui peuvent dégrader les performances du futur circuit ; il est donc primordial de les détecter et de
comprendre leur origine afin d’en diminuer le nombre. La problématique de la défectivité spécifique
à l’immersion suscite aujourd’hui beaucoup d’intérêt : on travaille à diminuer la défectivité pour
que ce ne soit plus un point bloquant au développement de la lithographie à immersion. Ainsi il
existe quelques défauts spécifiques à l’immersion (figure 2.9) :
– Les marques d’eau ou « watermark » : La formation de « poches » d’air pendant les déplacements
d’eau se produit quand l’eau se déplace sur des surfaces hydrophobes et ces poches, lors de l’étape
de séchage, vont se fixer sur la résine sous forme de résidus de gouttes. Une formulation appropriée
des résines et couches barrières en terme d’énergie de surface ([71], [72]) ainsi qu’une étape de
rinçage après exposition [73] peuvent minimiser ce phénomène. En effet, une surface hydrophobe
tend à réduire le nombre de résidus d’eau lors du balayage de la plaquette. Ceci combiné à une
technique de rinçage optimisée permettrait de diminuer le nombre de marques d’eau.
– La dégradation des profils due à l’extraction des espèces de la résine dans l’eau d’immersion (voir
paragraphe D)
– Les bulles : Elles peuvent être formées par le dégazage des résines (les espèces dégazées sont
dissoutes dans l’eau mais les quantités dissoutes sont faibles, il ne peut donc pas y avoir d’impact
sur l’indice de l’eau ou sur la transmission), la dissolution de l’air dans l’eau lorsque l’eau subit
une montée en température ou en pression ou par les déplacements de la plaque [74]. En effet, des
simulations ont montré que selon la taille et la concentration des bulles et selon la distance entre
la bulle et la surface de la résine, la diffusion de la lumière par la bulle peut avoir plus ou moins de
conséquence sur la qualité de l’imagerie en terme de formation de défauts et de variation locale de
dose d’exposition ([75], [76]). De plus, selon les cas, l’image de la bulle peut s’imprimer sur la résine
ce qui crée une zone circulaire sans motif [77]. Il faut dégazer l’eau d’immersion et concevoir un
système de distribution d’eau qui supprime la formation de bulles. Certaines approches telles que
l’utilisation de couches barrières épaisses sont utilisées pour empêcher la dégradation de l’image
par les bulles [78].
(a) Bulles
(b) Watermarks
(c) Interactions résine/
top coat
(d) Particules
Fig. 2.9 – Exemples de défauts spécifiques à la lithographie à immersion.
III Etat de l’art et challenges technologiques
D
41
Les résines pour l’immersion
La longueur d’onde d’exposition étant la même que pour un outil de lithographie à 193 nm classique,
les résines à 193 nm peuvent également être utilisée en immersion. Cependant, le contact entre le
fluide et la résine risque de favoriser l’interaction entre les deux matériaux : contamination de l’eau
et des optiques avec les composants de la résine et pénétration de l’eau dans la résine. Les toutes
premières études réalisées sur des résines 193 nm classiques en immersion n’ont pas montré de réel
impact sur les résines. Concernant la résolution, il semblerait qu’avec des formulations appropriées,
les résines à amplification chimique pourraient atteindre des résolutions jusqu’à 30 nm [74], ce qui
est tout à fait compatible avec les résolutions prévues pour la lithographie à immersion. Bien que
les premiers tests de résines en lithographie interférométrique aient montré de très bons résultats en
immersion avec des résines classiques [52], des analyses XPS3 réalisées sur la surface de la résine ont
montré que la base soluble présente dans la résine diffuse dans l’eau presque immédiatement après
mise en contact (phénomène de leaching) [79]. Des études plus approfondies ont montré que lors de
la mise en contact de résines 193 nm avec de l’eau, le PAG, le photo-acide et les bases de la résine
diffusent dans l’eau et que de l’eau pénètre dans le film de résine [74]. Ce phénomène a été étudié par
différentes techniques qui confirment quantitativement le leaching du PAG, plus ou moins important
selon la formulation, et de la base contenue dans la résine, constant quelque soit la formulation. Le
solvant, quant à lui, ne diffuse pas dans l’eau [80]. Du fait du leaching, la réaction de déprotection
est insuffisante et cela se traduit par des profils dits « en T » et un phénomène de « pontage »
entre les lignes. Les espèces de la résine déversées dans l’eau peuvent également contaminer la
dernière lentille de projection en contact avec l’eau. Ce problème est éludé par l’utilisation de
couches barrières, dernière couche de l’empilement ; elle protège la résine de la contamination par
les amines de l’air et l’eau de la contamination due au leaching. Il a été montré que le leaching
est très nettement diminué en présence de couche barrière [81]. Le but recherché est cependant de
fonctionner sans couche barrière afin de simplifier le procédé ; il est donc nécessaire de concevoir
des résines à faible taux de leaching. Ainsi l’extraction des espèces de la résine peut être diminuée
en jouant sur la matrice polymère donc en concevant des résines spécifiques à l’immersion ([82],
[83]). Il n’a cependant pas été montré pour l’instant de procédé fonctionnant sans couche barrière,
la diminution de leaching restant insuffisante pour empêcher la contamination des optiques.
Conclusion
La lithographie à immersion présente deux avantages :
– elle permet dans un premier temps d’augmenter la fenêtre de procédé des techniques actuelles
par l’augmentation de la profondeur de champ.
– Dans un second temps, l’introduction d’un fluide d’indice supérieur à celui de l’air permet d’améliorer la résolution des scanners par augmentation de l’ouverture numérique au-delà de 1.
Cette technique, basée sur l’introduction d’un fluide d’indice entre la lentille de projection et la
plaquette, a nécessité de s’intéresser à de nouvelles problématiques telles que le design de lentilles
à haute ouverture numérique et de systèmes de distribution d’eau, l’étude de matériaux pour l’immersion (fluides et résines) et la défectivité spécifique à l’immersion. Cependant, avant que soient
disponibles les nouvelles générations d’outils de lithographie à immersion, certains de ces points
peuvent être étudiés grâce à la lithographie interférométrique. C’est le but de cette thèse et nous
présentons dans les chapitres suivants la conception, la réalisation et la caractérisation d’un outil
3
X-ray Photoelectron Spectroscopy
42 La lithographie à immersion à 193 nm : bénéfices et challenges de la technique
de lithographie interférométrique à immersion à 193 nm permettant d’étudier certains points de la
technique par anticipation.
Chapitre 3
Modélisation et conception d’un
interféromètre à immersion à 193 nm
Introduction
Ce chapitre est consacré à la conception d’un montage interférométrique dédié à l’étude de la lithographie à immersion à 193 nm. Dans ce but, nous analysons tout d’abord l’influence des paramètres
jouant sur le contraste et en particulier la cohérence de la source qui est un point critique dans le
cas de l’interférométrie à 193 nm. D’autre part, nous présentons un état de l’art de la technique
de lithographie interférométrique à immersion ainsi que notre choix d’un montage dit « achromatique ». Finalement, nous faisons une étude théorique de la formation des franges et déterminons
les grandeurs caractéristiques du montage.
I La lithographie interférométrique à immersion
45
I
La lithographie interférométrique à immersion
A
La lithographie interférométrique
La lithographie interférométrique, aussi appelée dans la littérature « lithographie holographique »
ou IL1 , consiste en l’impression dans une résine photosensible de motifs périodiques créés par l’interférence de faisceaux cohérents. Dans le domaine de la recherche en nanotechnologies, de nombreuses applications nécessitent d’avoir accès à un outil de lithographie permettant d’atteindre de
très bonnes résolutions sur des grandes surfaces. A la différence d’autres techniques de lithographie, la lithographie interférométrique le permet simplement et à coût raisonnable. En effet, par
exemple, la lithographie à faisceau d’électrons permet d’obtenir des motifs de toutes sortes et avec
des résolutions à des échelles inférieures à la lithographie optique mais elle est limitée en surface
du fait de l’écriture point par point lente et coûteuse. La lithographie optique est très courante
dans l’industrie microélectronique mais reste très coûteuse pour les laboratoires de recherche et
souvent trop peu résolvante. Ainsi la lithographie interférométrique a souvent été utilisée dans des
domaines variés tels la croissance de cristaux par épitaxie [84], la fluidique pour la biologie [85],
le magnétisme [86] et la photonique ([87], [88], [89]). C’est une technique maintenant bien établie
car elle a été longuement expérimentée avec l’utilisation de différents lasers et différents montages.
Les premiers travaux ont été réalisés avec des lasers continus monomodes à ions argon à 457 nm
[90] et à ions cadmium (He-Cd) à 442 nm [91] puis à 363,8 nm en parallèle de la lithographie i-line
à 365 nm alors utilisée en production [92]. De même qu’en lithographie optique, on a cherché à
diminuer les dimensions des motifs imprimés en lithographie interférométrique par diminution de la
longueur d’onde d’exposition. Cette technique a donc permis d’avoir accès à des motifs de résolutions
agressives pour des applications de recherche. Elle permet également d’étudier par anticipation les
phénomènes physiques et chimiques émergents avec l’introduction de nouvelles générations d’outils
de lithographie optique (résines et matériaux lithographiques, polarisation, imagerie à haute ouverture numérique. . . ). C’est cette application qui nous intéresse tout particulièrement dans le cadre
de cette thèse pour étudier la technique de lithographie à immersion à 193 nm.
L’interférométrie à deux ondes, schématisée sur la figure 3.1, est le concept le plus simple et permet
de réaliser des structures à une dimension, c’est-à-dire un réseau de lignes périodiques. Deux ondes
planes cohérentes sont incidentes sur la couche photosensible avec des angles ±θ.
θ
z
I
y
x
Faisceaux lumineux
Zone d’interférences
Résine photosensible
Fig. 3.1 – Interférence de deux faisceaux cohérents au niveau de la résine : principe de la lithographie
interférométrique.
Dans le cas d’un modèle scalaire, la répartition de l’intensité lumineuse à la surface est donnée par
la relation 3.1.
1
Interferometric Lithography
46
Modélisation et conception d’un interféromètre à immersion à 193 nm
2
I(x, y) = |E0 | eikxsinθ + |E0 | e−ikxsinθ
i
h
= |E0 |2 2 + ei2kxsinθ + e−i2kxsinθ
(3.1)
= 2I0 [1 + cos(2kxsinθ)]
Où k = 2πn/λ avec n l’indice de réfraction du milieu d’imagerie, λ est la longueur d’onde d’illumination et |E0 | et I0 les amplitude et intensité du champ électrique de l’onde lumineuse incidente
respectivement.
La période des lignes dans la direction x est donc égale à :
λ
2nsinθ
λ
=
2N A
Λ=
(3.2)
Où NA = nsinθ est défini comme l’ouverture numérique. Il faut bien souligner ici que la définition
de l’ouverture numérique dans le cas de l’interférométrie est différente de celle utilisée dans le cas
d’un scanner de lithographie car elle ne fait intervenir que deux faisceaux incidents avec un angle θ
alors que dans le cas d’un scanner, une large gamme d’angles compris en 0 et θ intervient dans la
formation de l’image.
B
B.1
Le contraste en interférométrie
Définition
La qualité d’une image produite par un système d’imagerie est décrite par son contraste, C, donné
par la relation 3.3 :
C=
Imax − Imin
Imax + Imin
(3.3)
Où Imax et Imin sont les intensités maximum et minimum de la répartition d’intensité dans le champ
de l’image.
Dans le cas particulier de franges produites par un système interférométrique, leur qualité est
également décrite par leur contraste et la répartition d’intensité est donnée par la relation 3.4
(Imax = 2I0 (1 + C), Imin = 2I0 (1 − C)).
I = 2I0 [1 + C.cos(2kxsinθ)]
B.2
(3.4)
Paramètres jouant sur le contraste
Différents facteurs vont participer à la perte de contraste tels que la polarisation, le rapport des
intensités des deux ondes interférant, les vibrations, le pointé du laser et les paramètres de cohérence
de la source :
I La lithographie interférométrique à immersion
47
– Avec une description vectorielle des ondes participant aux interférences, il faut prendre en compte
la polarisation de la lumière. Ceci est particulièrement important à très haute ouverture numérique
comme nous le verrons dans le chapitre 5. L’état de polarisation de la lumière peut en effet être
décomposé en une combinaison linéaire des composantes s et p orthogonales à la surface de la
résine sur laquelle la lumière est incidente (cf annexe A). Or, le contraste des franges pour chaque
état de polarisation s et p est donné par (cf détail du calcul au chapitre 5) :
Cs = 1
(3.5)
Cp = cos(2θ)
(3.6)
Où θ est l’angle que fait le faisceau incident avec la normale à la surface.
Ainsi, en polarisation p, le contraste des franges diminue quand θ augmente. C’est pourquoi,
dans un état de polarisation quelconque, combinaison linéaire de s et p, le contraste diminue du
fait de la composante p. En résumé, le contraste est dépendant de l’état de polarisation et plus
sensiblement pour de forts angles d’incidence.
– Le contraste est dépendant du rapport des intensités des deux ondes interférant. En effet, en
considérant l’équation 3.1, avec des intensités I1 et I2 de chaque onde interférant, l’intensité est
donnée par :
p
I = I1 + I2 + 2 I1 I2 cos(2kxsinθ)
(3.7)
Nous pouvons en déduire le contraste :
√
2 I1 I2
C=
I1 + I2
2R
=
1+R
(3.8)
Où R est le rapport des intensités I2 /I1 .
Ainsi plus les intensités I1 et I2 différent, plus le contraste tend à s’annuler. C’est pourquoi
en interférométrie, il faut particulièrement faire attention à égaliser l’intensité des deux bras de
l’interféromètre.
– Finalement, une variation de longueur d’onde, d’angle d’incidence ou une translation du système
de franges joue sur la différence de phase, car d’après la relation 3.1, elle dépend de λ, θ et x
selon φ = 4π
λ .nxsinθ. λ varie car la source n’est pas monochromatique et a une certaine longueur
de cohérence temporelle. θ peut varier du fait d’une variation du pointé du laser ou de la grande
divergence du faisceau liée à la cohérence spatiale de la source. L’influence du pointé du laser sur
le contraste est développée dans la référence [93]. Il est montré que l’instabilité du pointé est moins
néfaste au contraste dans le cas où le montage est compact. De plus, l’influence du pointé est
évaluée dans le cas d’une distribution gaussienne. Finalement, la présence de vibrations joue sur la
différence de phase, φ, car elle induit la superposition de systèmes de franges décalés qui brouille
le contraste de l’image. Nous détaillerons ce point dans le chapitre 4. Dans la partie suivante, nous
nous intéressons de plus près aux problèmes de cohérence car ce sont des paramètres intrinsèques
à la source et particulièrement critiques dans le cas des sources à 193 nm.
B.3
B.3.1
Cohérence et interférométrie
Définition
48
Modélisation et conception d’un interféromètre à immersion à 193 nm
La cohérence est un paramètre très important en interférométrie et plus généralement en imagerie.
Elle décrit le degré de corrélation entre deux ondes lumineuses. Son sens initial était la mesure de la
capacité d’ondes à donner naissance à des interférences ; l’interférométrie sert d’ailleurs à mesurer
la cohérence d’une source. Il existe deux types de cohérence qui ont toutes les deux leur importance
en interférométrie. Ce sont des paramètres caractéristiques d’une source :
– La cohérence temporelle, liée à la largeur de bande spectrale finie de la source :
Une onde dite monochromatique est souvent décrite comme une série de trains d’ondes. Un train
d’ondes moyen constant existe en fait pendant une durée ∆Tc qui est le temps de cohérence,
inversement proportionnel à la largeur de bande ∆ν. Le temps de cohérence peut être vu comme
l’intervalle de temps pendant lequel, en un point de l’espace, l’onde garde une certaine relation
de phase. La longueur de cohérence temporelle, Lt , est donc donnée par :
Lt = v.Tc
v
=
∆ν
(3.9)
Où v est la vitesse de la lumière dans le milieu considéré.
Finalement, la longueur de cohérence temporelle est donnée par :
λ2
(3.10)
∆λ
Le concept de cohérence temporelle peut aussi être illustré par l’expérience de l’interféromètre de
Michelson schématisé sur la figure 3.2.
Lt =
M3
M1
M2
S
P
Fig. 3.2 – Illustration de la cohérence temporelle par l’expérience de l’interféromètre de Michelson.
Une source ponctuelle est séparée en deux faisceaux par le miroir M1 qui sont recombinés après
réflexion sur les miroirs M2 et M3 . Si un de ces miroirs est translaté d’une distance ∆l, les
faisceaux se rencontrent avec un décalage en temps de ∆t = ∆l
c . Si ∆t est suffisamment faible,
un système de franges contrastées va se former sur l’écran P. Plus ∆t augmente, plus le contraste
diminue. Cela traduit le degré de cohérence temporelle : les deux faisceaux sont partiellement
cohérents l’un par rapport à l’autre. Si ∆l > Lt , les faisceaux sont mutuellement incohérents.
Cette expérience permet donc de mesurer la cohérence de la source.
– La cohérence spatiale, liée à l’étendue spatiale de cette source :
Dans le cas d’une source étendue, deux ondes issues de deux points de la source séparés peuvent se
comporter différemment, c’est-à-dire qu’elles n’auront pas forcément de lien de phase ; elles sont
dites « partiellement cohérentes » ou « incohérentes spatialement » si elles n’ont aucune relation
de phase. De la même façon, deux ondes issues de deux sources distinctes et indépendantes ne
sont pas cohérentes spatialement et peuvent ne pas interférer avec un bon contraste de franges.
I La lithographie interférométrique à immersion
49
La longueur de cohérence spatiale de la source, Ls , donne la largeur maximale de la source (ou la
distance maximale entre deux points source) pour qu’il y ait interférence avec un bon contraste.
Dans le cas d’une source laser, on peut aussi exprimer la cohérence spatiale en fonction de la
divergence de la source. En effet, en modélisant le faisceau par une onde diaphragmée par une
ouverture circulaire de diamètre D, la divergence de ce faisceau est donnée par (diffraction par
un trou circulaire) :
1, 22.λ
(3.11)
D
La longueur de cohérence spatiale, égale à D (les ondes issues de cette source distantes d’une
largeur inférieure à D ont une relation de phase), est donc donnée par :
∆θ =
λ
(3.12)
∆θ
La cohérence spatiale peut être caractérisée à l’aide de l’expérience des trous d’Young schématisée
sur la figure 3.3.
Ls ≈
P2
∆l
a
P
P1
Fig. 3.3 – Illustration de la cohérence spatiale par l’expérience des trous d’Young.
On considère ici une source étendue quasi monochromatique (∆λ << λ0 ) éclairant deux trous
P1 et P2 . On peut observer que si P1 et P2 sont suffisamment rapprochés, un système de franges
d’interférences se forme sur l’écran. Plus on éloigne P2 de P1 , plus le contraste de ces franges
diminue jusqu’à s’annuler ce qui fait disparaı̂tre les franges. Cela illustre le degré de cohérence
spatiale entre les ondes qui se rencontrent.
Le concept de cohérence est en fait très complexe et fait le sujet de nombreux articles et ouvrages
d’optique. Pour plus de détails sur la théorie de la cohérence, le lecteur pourra se reporter à la
référence [94].
B.3.2
Contraste et cohérence en interférométrie à 193 nm
Les lasers à 193 nm utilisés en lithographie sont des lasers de type excimère qui ont naturellement
des longueurs de cohérence spatiale et temporelle faibles. Ce type de lasers est particulièrement
intéressant en lithographie : leur forte puissance de sortie réduit le temps d’exposition donc améliore
le débit de production et la faible cohérence empêche le phénomène de speckle 2 . En ce qui concerne
la cohérence temporelle, les lasers industriels sont accompagnés d’extensions rétrécissant leur largeur
de bande spectrale, ce qui augmente la longueur de cohérence temporelle. Elle est typiquement de
l’ordre de 3 mm. Cependant, les lasers de laboratoires moins coûteux ont des longueurs de cohérence
spatiale et temporelle faibles, de l’ordre de 500 et 300µm respectivement pour les plus faibles.
∆λ
∆θ
∆θ
Une variation de longueur d’onde entre [λ0 − ∆λ
2 , λ0 + 2 ] et de divergence entre [θ0 − 2 , θ0 + 2 ]
des faisceaux interférants (∆λ et ∆θ sont les paramètres de cohérence de la source) jouent sur
la différence de phase donnée par φ = 4π
λ .nxsinθ. Chaque contribution en λ et θ s’additionne
2
Quand un objet est illuminé par un front d’onde spatialement cohérent, la diffusion des surfaces va produire des
interférences constructives et destructives sur le même plan, créant ainsi un motif aléatoire appelé speckle.
50
Modélisation et conception d’un interféromètre à immersion à 193 nm
et participe au brouillage des franges. En effet, évaluons l’effet de toutes ces contributions sur la
répartition d’intensité des franges d’interférence dans le cas d’une distribution uniforme de λ et θ
∆λ
entre [λ0 − ∆λ
2 , λ0 + 2 ] et d’un montage interférométrique à deux ondes. La variation totale de
cette phase, ∆φ, est donnée en différenciant φ par :
∂φ
∂φ
.∆θ +
.∆λ
∂θ
∂λ
sinθ
cosθ
.∆θ + 2 .∆λ
= 4πnx
λ0
λ0
∆φ =
(3.13)
En prenant comme critère de contraste, arbitraire mais communément utilisé, la condition ∆φ < π2 ,
nous pouvons en déduire une distance L au-delà de laquelle les franges sont brouillées par perte de
contraste :
1
L=
8n
h
cosθ
Ls
+
sinθ
Lt
(3.14)
i
La taille du champ exploitable déterminée par le nombre de franges contrastées du champ d’exposition3 est dépendante des paramètres de cohérence de la source ; il faut donc avoir une source
la plus cohérente possible, à la fois temporellement et spatialement, pour avoir un champ de taille
exploitable. La figure 3.4 représente la répartition d’intensité normalisée des franges de période 300
nm (θ = 18˚) créées par un interféromètre à deux ondes en fonction de la position dans le champ
d’interférences pour différentes valeurs de cohérences spatiale et temporelle. L’intensité totale a été
, λ0 + ∆λ
et
calculée en sommant les contributions de toutes les longueurs d’onde pour λ ∈ λ0 − ∆λ
2
2
∆θ
∆θ
de tous les angles d’incidence pour θ ∈ θ0 − 2 , θ0 + 2 . Les termes croisés de cohérence mutuelle
entre les faisceaux ont été négligés.
1.5
1
0.5
0
−1000
−500
0
500
1000
x (µm)
(a) Ls = 500µm, Lt = 300µm
2
Intensité normalisée
2
Intensité normalisée
Intensité normalisée
2
1.5
1
0.5
0
−1000
−500
0
500
1000
x (µm)
(b) Ls = 500µm, Lt = 600µm
1.5
1
0.5
0
−1000
−500
0
500
1000
x (µm)
(c) Ls = 1000µm, Lt = 300µm
Fig. 3.4 – Intensité normalisée du système de franges de période 300 nm en fonction de la position
dans le champ d’interférence pour différents paramètres de cohérence.
Les sinusoı̈des sont modulées par une enveloppe en sinc et −sinc. Ainsi, les intensités maximum et
minimum sont données par 1 + sinc(αx) et 1 − sinc(αx) respectivement où α est une constante qui
dépend des valeurs de cohérence spatiale et temporelle et de la période des franges.
La variation du contraste en fonction de la position dans le champ est donc donnée par :
3
Le champ d’exposition est, comme dans le cas de la lithographie optique par projection, la zone exposée en une
fois par l’interféromètre. Sa taille est au minimum fixée par les dimensions du faisceau laser ou par un diaphragme
placé dans le chemin du faisceau.
I La lithographie interférométrique à immersion
C = sinc(αx)
51
(3.15)
Nous verrons par la suite que le contraste est donné par la partie réelle de la transformée de Fourier
de la densité de probabilité de la perturbation jouant sur ce contraste, ici la cohérence. Avec une
distribution uniforme, nous retrouvons bien une variation en sinus cardinal du contraste.
Avec une source ayant des longueurs de cohérence spatiale et temporelle de l’ordre de 500 et 300µm,
nous remarquons que le contraste s’annule pour x = 250µm. Nous en déduisons une largeur de
champ (le long de la direction perpendiculaire aux lignes) de 2L ≈ 500µm. Ainsi, ce type de source
utilisé avec un montage interférométrique à deux ondes donne accès à des champs de taille trop
petite, en particulier pour des caractérisations ultérieures ou si le réseau de lignes est réalisé pour
des applications particulières (réseaux de diffraction, cristaux photoniques, réseaux de Bragg. . . ). Il
est donc nécessaire d’augmenter la cohérence et en particulier la cohérence spatiale afin d’obtenir
des tailles de champ exploitables.
Dans cet exemple, la longueur du chemin optique des deux bras du montage interférométrique est
supposée être la même. Dans le cas contraire, avec un montage non symétrique ou désaligné, il
faut ajouter à ∆φ un déphasage constant, ∆φ0 , correspondant à la différence de chemin optique
entre les deux bras. Il faut donc s’assurer que la différence de chemin optique soit faible devant les
longueurs de cohérence de la source. Cela impose des critères d’alignement du montage précis et
souvent difficiles à réaliser en pratique.
B.4
Expression du contraste dans le cas d’une perturbation quelconque δ
Généralisons l’étude précédente faite sur l’influence de la cohérence sur le contraste dans le cas
d’une distribution uniforme. La différence de phase étant dépendante de λ, θ et x, nous pouvons
l’exprimer par :
φ=
4π
.nxsinθ + φ0 (δ)
λ
(3.16)
Où φ0 est un déphasage créé par la perturbation δ qui peut être une variation en longueur d’onde,
en angle ou en x.
Nous nous plaçons dans le cas général où Φ0 est décrit par une densité de probabilité quelconque
P (Φ0 ). La répartition d’intensité normalisée des franges est donc donnée par :
I=
Z
+∞
−∞
4π
P (Φ0 ) 1 + cos( .nxsinθ + φ0 (δ)) dφ0
λ
(3.17)
La fonction cos étant paire, l’expression 3.17 peut se simplifier en :
+∞
4π
P (Φ0 ) 1 + cos(φ0 (δ))sin( .nxsinθ) dφ0
I=
λ
−∞
Z +∞
4π
P (Φ0 )cos(φ0 (δ))dφ0 · sin( .nxsinθ)
=1+
λ
−∞
Z
ce qui donne pour l’expression du contraste :
(3.18)
52
Modélisation et conception d’un interféromètre à immersion à 193 nm
C=
Z
+∞
P (Φ0 )cos(φ0 (δ))dφ0
−∞
=
√
(3.19)
2π · Re [T F {P (Φ0 (δ))} (ν = 1)]
Où Re [T F {P (Φ0 (δ))} (ν = 1)] est la partie réelle de la transformée de Fourier de la densité de
probabilité de Φ0 pour la perturbation δ évaluée en la valeur ν=1.
L’expression du contraste calculée ici confirme les résultats montrés dans le paragraphe précédent.
Dans le cas d’une distribution uniforme en λ (ou θ), la densité de probabilité de Φ0 est également
4π
4π
.nxsinθ, λ0 +∆λ/2
.nxsinθ]. La transformée de Fourier d’une fonction porte
uniforme entre [ λ0 −∆λ/2
étant un sinus cardinal de période inverse à la largeur de la porte, nous obtenons bien un contraste
variant en sinus cardinal en fonction de x. La période du sinus cardinal détermine la taille du champ
de lignes contrastées et elle augmente quand ∆λ ou ∆θ diminuent, c’est-à-dire pour des longueurs de
cohérence spatiale ou temporelle plus grandes. De plus, cela confirme les résultats démontrés dans
les références [93] et [95] sur la variations du pointé du laser et la variation de x due aux vibrations.
C
La lithographie interférométrique à immersion : état de l’art
L’utilisation de l’interférométrie dans le cadre de la photolithographie permet de modéliser de façon
relativement simple et peu coûteuse une nouvelle technique de lithographie et d’étudier ses performances par anticipation. En ce qui concerne la lithographie à immersion, il a été montré que
la lithographie interférométrique était une technique fiable pour valider les résines et autres matériaux développés pour l’immersion ([96], [97]), les fluides à haut indice [98], l’amélioration de la
résolution [99] et l’impression de défauts spécifiques à l’immersion tels que les bulles [100]. Comme
mentionné précédemment, il faut porter une attention particulière au problème de cohérence dans
le cadre de l’interférométrie à 193 nm. Différents montages ont été étudiés, permettant d’associer
la lithographie interférométrique à l’immersion. Comme dans le cas d’un scanner de lithographie
à immersion, la lithographie interférométrique à immersion permet d’imager des franges avec une
période diminuée par rapport à l’interférométrie sèche. En effet, l’augmentation de l’indice du milieu d’imagerie permet, d’après la relation 3.2, d’augmenter l’ouverture numérique et de diminuer
la période. C’est pourquoi les techniques de lithographie interférométrique à immersion atteignent
des ouvertures numériques supérieures à 1.
Le montage interférométrique le plus classique consiste à séparer un faisceau avec une séparatrice
et recombiner les deux faisceaux ainsi formés avec deux miroirs. Dans le cas de l’immersion, on
utilise un prisme pour coupler la lumière dans le fluide d’immersion. Ce montage dit « à prisme »
est schématisé sur la figure 3.5. Ce type de montage présente l’avantage d’être simple à mettre en
place (peu de composants optiques, facilité de réglage) mais comme nous l’avons vu précédemment,
il est très sensible à la cohérence du laser utilisé ce qui peut réduire de manière excessive la taille
du champ d’exposition. Différents groupes ont choisi de travailler avec ce type de montage. Ils ont
donc cherché à adapter la source pour assurer une longueur de cohérence temporelle suffisante : les
chercheurs d’IBM ont utilisé un laser continu Ar + doublé en fréquence à 257 nm [101], les chercheurs
de l’université du Rochester Institute of Technology (R.I.T.) ont utilisé un laser ArF excimère commercial4 modifié par un résonateur instable et une optique rétrécissant la bande spectrale jusqu’à
6 pm pour améliorer les paramètres de cohérence temporelle de la source (Lt = 6,2 mm) [102].
Finalement, les chercheurs de Nikon ont utilisé un laser solide très cohérent à 193,37 nm avec une
4
laser Braggmaster EX10BM, GAM Inc.
I La lithographie interférométrique à immersion
53
séparatrice
miroir
miroir
liquide d’immersion
Fig. 3.5 – Montage interférométrique à immersion à prisme.
largeur de bande spectrale inférieure à 2 pm [103].
Les chercheurs de l’université de New Mexico (U.N.M) ont choisi un montage du type « miroir à
cube de Fresnel » (figure 3.6) dans lequel le choix de la période des franges se fait par rotation
du miroir par rapport à la plaquette où est déposée la résine photosensible. Il fonctionne avec un
laser Nd :YAG au cinquième harmonique pulsé à 213 nm permettant d’avoir une longueur de cohérence temporelle de 0,6 m [104]. En effet, le montage impose une grande différence de chemin
optique entre les faisceaux interférant, il est donc nécessaire de travailler avec un laser très cohérent
temporellement. L’interféromètre est immergé dans une cellule d’eau pour l’immersion.
M
iro
V
V
U
ir
faisceau
UV incident
Mi
roi
rU
Fig. 3.6 – Montage interférométrique de type miroir à cube de Fresnel immergé dans une cellule
d’eau.
De même que pour le type de montage précédent, celui-ci est relativement simple à mettre en place
mais présente l’inconvénient qu’il nécessite l’utilisation de lasers très coûteux car performants en
terme de cohérence.
Le dernier type de montage étudié a été conçu par le Rochester Institute of Technology et est dit
« à prisme de Talbot » [102]. Il est schématisé sur la figure 3.7. Le principe est le même qu’un
montage à miroirs, la différence étant qu’il est plus compact et assure la symétrie de ses deux bras
ce qui empêche une différence de phase supérieure aux paramètres de cohérence de la source. Il peut
donc être utilisé avec un laser excimère mais la cohérence de ce dernier doit être suffisante pour
assurer un champ de taille exploitable. Ce montage a été utilisé pour diverses applications telles que
l’impression de motifs de très bonne résolution avec de l’immersion à l’eau [105], avec des fluides à
haut indice [106] ou par immersion solide [107]. Ce montage présente l’avantage d’être compact et
figé. Il est donc insensible aux désalignements et la différence de chemin optique entre ses deux bras
est contrôlée. Cependant, il reste sensible à la cohérence et le champ peut être significativement
rétréci du fait de la faible cohérence de la source comme cela a été montré dans la référence [108].
Les différents montages de lithographie interférométrique à immersion de la littérature ainsi que
54
Modélisation et conception d’un interféromètre à immersion à 193 nm
réseau de diffraction
blocage de l’ordre 0
quartz
liquide d’immersion
Fig. 3.7 – Montage interférométrique à immersion de type Talbot.
leurs performances sont résumés dans le tableau 3.1.
IBM
Nikon
U. N. M.
R.I.T.
R.I.T.
Année
1999
2003
2003
2003
2004
Type de montage
miroirs
miroirs
cube de Fresnel
miroirs
prisme de Talbot
Laser
Ar+ doublé à 257 nm
solide à 193,37 nm
Nd :YAG à 213 nm
ArF excimère à 193 nm
ArF excimère à 193 nm
NAmax
0,9
0,9
0,87
1,25
1,35
Pmin
100 nm
100 nm
110 nm
76 nm
72 nm
Tab. 3.1 – Caractéristiques et performances de différents montages de lithographie interférométrique
à immersion à l’eau.
Finalement, nous pouvons retenir de cette étude que, pour la conception d’un montage de lithographie interférométrique à immersion à 193 nm, il faut tenir compte de critères particuliers tels que la
facilité de fabrication et de mise en place et la sensibilité à la cohérence. D’autre part, il faut garder
à l’esprit que ce montage doit pouvoir être utilisé avec des fluides d’indice supérieur à celui de l’eau
afin de poursuivre l’amélioration de la résolution et de tester ces fluides avant leur introduction dans
l’industrie. De ce fait, il faut également que la partie du montage en contact avec l’eau puisse être
remplacée facilement en cas de contamination par le fluide. Dans cette perspective, nous avons conçu
un montage basé sur des éléments optiques courants et disponibles dans le commerce : des réseaux
de diffraction. Il est facile à mettre en place car constitué de deux réseaux pouvant être remplacé en
cas de contamination par un fluide. Finalement, il présente le grand avantage de pouvoir être utilisé
avec une source laser relativement incohérente telle qu’un laser excimère à 193 nm de laboratoire.
II
A
Conception du montage interférométrique achromatique
La lithographie interférométrique achromatique
Pour générer des interférences malgré la faible cohérence des lasers ArF excimères à 193 nm, nous
avons choisi d’utiliser un montage dit « achromatique », c’est-à-dire insensible aux faibles cohérences
spatiale et temporelle de la source. La lithographie interférométrique achromatique dans l’ultraviolet
II Conception du montage interférométrique achromatique
55
provient d’une idée émise par des chercheurs du MIT5 dans les années 80 [109]. Le montage achromatique est constitué de deux réseaux de même période, l’un diffractant et l’autre recombinant,
et permet dans sa version originale l’impression de lignes denses de période allant jusqu’à 100 nm
[110]. Son caractère achromatique en fait un montage adapté à l’impression de lignes denses sur
de larges surfaces pouvant aller jusqu’à ≈ 10 cm2 [111]. Nous verrons dans la partie expérimentale
que cela a été confirmé par l’obtention de grands champs très homogènes. L’idée d’interféromètres
à réseaux a d’abord été proposée par Weinber et Wood [112] en 1959 puis une étude détaillée sur
l’interférométrie en lumière partiellement cohérente a été publiée en 1973 par Leith et Chang [113].
B
Double diffraction
Le montage interférométrique réalisé dans le cadre de cette thèse a été adapté de la configuration « en
sec » étudiée au MIT. Il est constitué de deux réseaux de phase montés dans un support métallique
et d’une table en translation supportant la plaquette de silicium. Le liquide d’immersion est placé
entre le dernier réseau et la plaquette. Le faisceau laser incident sur l’interféromètre est diffracté en
ordres -1 et +1 par le premier réseau. L’ordre 0 est bloqué à la sortie du réseau par un matériau
opaque. Les ordres de diffraction -1 et +1 arrivent alors sur le deuxième réseau qui les recombine au
niveau de la plaquette par diffraction à l’ordre 2. La figure 3.8 schématise la formation de franges
d’interférence par double diffraction dans l’interféromètre achromatique à immersion. La partie
diffractante du réseau est orientée vers le haut afin d’assurer une meilleure efficacité de diffraction
même en présence de fluides haut indice (nous détaillerons les calculs d’efficacité de diffraction par
la suite).
P1
+1
γ1 0
-1 +1
0
β1
n
-1
g ±δg
βg
γg
P2
β2
-2
+2
γe
βe
d1±δd1
γ2
n
d2 ±δd2
N
e ±δe
Si
Fig. 3.8 – Montage interférométrique achromatique à immersion.
Dans cette partie, nous allons analyser le phénomène de double diffraction afin d’évaluer l’ouverture
numérique du système ainsi que les périodes des motifs imprimables. La diffraction au premier ordre
par le premier réseau et au deuxième ordre par le deuxième réseau permet d’exprimer les angles de
diffraction représentés sur la figure 3.8. Ils sont donnés par les relations 3.20 et 3.21 obtenues par
la formule des réseaux :
sinβg =
5
Massachusetts Institute of Technology
λ0
P1
(3.20)
56
Modélisation et conception d’un interféromètre à immersion à 193 nm
2λ0
− sinβg
P2
λ0
2λ0
−
=
P2
P1
n.sinβe =
(3.21)
Où λ0 est la longueur d’onde d’illumination dans l’air (193 nm), βg est l’angle de diffraction des
ordres -1 et +1 à la sortie du premier réseau dans l’air et βe est l’angle de diffraction des ordres -2
et +2 à la sortie du deuxième réseau dans l’eau (le deuxième réseau est « attaqué » par les ordres
1 avec un angle d’incidence βg ).
Nous pouvons alors définir une période de réseau équivalente, Q, donnée par la relation 3.22 :
2
1
1
=
−
Q
P2 P1
Ainsi,
sinβe =
λ0
Q
(3.22)
(3.23)
Q tient compte de la diffraction à l’ordre 1 par le réseau P1 et de la diffraction à l’ordre 2 par le
réseau P2 et peut être vu comme la période équivalente de l’ensemble du système diffractant P1 /P2 .
D’après l’équation 3.2, nous en déduisons que la période des motifs imprimés, Λ, est donnée par :
Λ=
Q
2
(3.24)
Finalement l’ouverture numérique effective du système est donnée par :
NA =
λ0
Q
(3.25)
D’après la relation 3.24 donnant l’expression de la période des motifs imprimés, nous pouvons voir
que, au premier ordre, dans un tel système la différence de phase entre les faisceaux interférant ne
dépendra pas de la longueur d’onde d’illumination, contrairement à ce qui se passe pour un montage
classique à deux ondes comme le montre la relation 3.2. Cela explique le caractère achromatique
du système. La divergence du faisceau à la sortie du premier réseau introduite par la diffraction
d’un faisceau incohérent temporellement, c’est-à-dire avec une grande largeur de bande spectrale,
est corrigée au niveau de la plaquette par la diffraction du deuxième réseau (figure 3.9 (a)). Ainsi,
il n’y a pas de déphasage introduit par la cohérence temporelle de la source et l’image finale est
complètement indépendante de la longueur d’onde. De plus, dans le « plan image » (i.e. là où les
rayons issus d’un même point du réseau se croisent), le système est indépendant de la cohérence
spatiale de la source car les faisceaux qui interfèrent proviennent de la séparation du même faisceau
et sont donc mutuellement cohérents (figure 3.9 (b)). Mais plus on s’éloigne de ce plan, plus on est
sensible à la cohérence spatiale. Ce phénomène de profondeur de champ est développé au paragraphe
C.
C
Analyse de l’achromaticité
A partir de l’analyse faite sur la formation de franges dans la configuration sèche [110], nous pouvons
évaluer l’influence des différents paramètres du système sur le degré d’achromaticité [114].
II Conception du montage interférométrique achromatique
57
(a) Cohérence temporelle.
(b) Cohérence spatiale.
Fig. 3.9 – Achromaticité de l’interféromètre à immersion à double réseau.
En considérant maintenant le caractère ondulatoire de la lumière, calculons les champs électriques
E1 et E2 suivant respectivement les chemins optiques de droite et de gauche de l’interféromètre sur
la figure 3.8 et traversant successivement la silice, l’air, la silice et le fluide :
2π
iP
x
E1 =A1 e
1
i 2πn
d1 cosγ1
λ
.e
0
4π
x
−i P
2
.B−2 e
2π
iλ
gcosγg
.e
0
i 2πn
d cosβ2
λ0 2
.e
i 2πN
ecosβe
λ
.e
(3.26)
0
et
2π
−i P
x
E2 =A−1 e
1
4π
x
iP
2
.B2 e
i 2πn
d1 cosβ1
λ
.e
0
i 2πn
d cosγ2
λ0 2
.e
2π
iλ
gcosβg
.e
i 2πN
λ0
.e
0
ecosγe
(3.27)
où A1 , A−1 sont les transmittances des ordres +1 et -1 respectivement à travers le premier réseau,
B2 , B−2 sont les transmittances des ordres +2 et -2 respectivement à travers le deuxième réseau
et d1 , g, d2 , e sont les épaisseurs des différentes couches traversées. n et N sont les indices de la
silice et du fluide respectivement. γ1 , β1 , γg et βg sont les angles de diffraction que font les ordres
+1 et -1 dans le premier substrat de silice et dans l’air respectivement et γ2 , β2 , γe et βe sont les
angles de diffraction que font les ordres +2 et -2 dans le deuxième substrat de silice et dans le fluide
respectivement. Tous ces paramètres sont explicités sur la figure 3.8.
Nous nous intéressons à l’intensité lumineuse puisque la résine est sensible à l’intensité et non au
champ électrique. L’intensité lumineuse au niveau de la résine est donnée par :
I = (E1 + E2 )(E1 + E2 )∗
= (A1 B−2 )2 + (A−1 B2 )2 + A1 B−2 A−1 B2 cos(φ1 − φ2 )
où
∗
(3.28)
exprime le complexe conjugué et φ1 , φ2 les phases de E1 et E2 respectivement.
L’intensité lumineuse est proportionnelle à cos(φ1 − φ2 ). Il est donc intéressant de regarder plus en
détail la différence de phase ∆Φ = φ1 − φ2 entre E1 et E2 .
58
Modélisation et conception d’un interféromètre à immersion à 193 nm
Elle est donnée par :
∆Φ =
4πx
Q
2πn
d1 (cosγ1 − cosβ1 )
−
λ0
2π
g(cosγg − cosβg )
−
λ0
2πn
d2 (cosγ2 − cosβ2 )
+
λ0
2πN
+
e(cosγe − cosβe )
λ0
(3.29)
Les angles de diffraction des ordres dans leur milieu de propagation peuvent être exprimés en
fonction de l’indice du milieu, de la période des réseaux, de l’angle d’incidence θ0 sur le système, de
la longueur d’onde et de Q. Pour γ1 , cela donne :
sinγ1 =
1 λ0
(
− sinθ0 )
n P1
(3.30)
Nous pouvons exprimer de la même façon les autres angles β1 , γg , βg , γ2 , β2 , γe et βe . Comme le
faisceau incident tend à être normal au premier réseau, θ0 est très petit et sinθ0 = θ0 . Finalement,
∆Φ est donné par la relation 3.31 :
∆Φ =
4πx
Q
−
−
+
+
"r
#
r
λ
λ
2π
0
0
d1
)2 − n2 − (θ0 +
)2
n2 − (θ0 −
λ0
P1
P1
#
"r
r
λ0 2
λ0 2
2π
1 − (θ0 −
g
) − 1 − (θ0 +
)
λ0
P1
P1
s
#
"s
2π
λ
λ
0
0
d2
n2 − (θ0 − )2 − n2 − (θ0 + )2
λ0
Q
Q
s
#
"s
λ
λ
2π
0
0
N 2 − (θ0 − )2 − N 2 − (θ0 + )2
e
λ0
Q
Q
(3.31)
Au premier ordre, en négligeant l’influence de l’angle d’incidence θ0 , nous retrouvons ∆Φ = 4πx
Q .
Ainsi la période des motifs imprimés dans la résine est égale à la moitié de la période équivalente Q.
Du fait des termes additionnels qui dépendent des épaisseurs des substrats, des indices et de λ et θ,
la différence de phase entre les deux bras de l’interféromètre varie avec λ et θ. Pour être réellement
achromatique, il est nécessaire de rendre ∆Φ indépendant de λ et θ. Calculons d’abord d∆Φ dans
le cas θ << Pλi :
II Conception du montage interférométrique achromatique
59
∂∆Φ
∂∆Φ
· dθ +
· dλ
∂θ
∂λ
#
"
2
2θ0
dλ + p
dθ
= −2π(d1 ± δd1 ) p
λ n2 P12 − λ2
n2 P12 − λ2
#
"
2
2θ0
dλ + p 2
dθ
− 2π(g ± δg) p 2
λ P1 − λ2
P1 − λ2
"
#
2θ0
2
+ 2π(d2 ± δd2 ) p
dλ + p
dθ
λ n 2 Q 2 − λ2
n 2 Q 2 − λ2
#
"
2
2θ0
dλ + p
dθ
+ 2π(e ± δe) p
λ N 2 Q2 − λ2
N 2 Q2 − λ2
d∆Φ =
(3.32)
Nous notons αi les angles définis par la relation 3.33 où i est le numéro de la couche traversée. αi
est en fait l’angle du faisceau traversant la couche i pour θ0 = 0.
sinαi =
λ
ni Pi
∆λ
La variation totale de ∆Φ quand λ et θ varient entre λ0 − ∆λ
et θ0 −
2 , λ0 + 2
respectivement, notée D∆Φ, est donnée après simplification par la relation 3.34 :
X
2
2θ0
j
+
)
D∆Φ = 2π
(−1) di tanαi .(
Lt
Ls
(3.33)
∆θ
2 , θ0
+
∆θ
2
(3.34)
i
Où j est l’ordre de diffraction (j = 1 dans le cas de la diffraction à l’ordre 1 dans la première moitié
du montage et j = 2 dans le cas de la diffraction à l’ordre 2 dans la deuxième moitié du montage),
λ2
λ
θ0 est l’angle d’incidence sur le système et Lt (= ∆λ
) et Ls (= ∆θ
) sont les longueurs de cohérence
temporelle et spatiale de la source respectivement.
D∆Φ doit rester faible pour ne pas dégrader le contraste des franges. Nous prenons comme condition
de contraste :
D∆Φ ≤
π
2
(3.35)
En effet, comme au paragraphe B.3.2, le contraste varie en sinc(D∆Φ). La condition 3.35 correspond à un contraste supérieur à 70 %. Nous faisons ici l’hypothèse qu’un contraste supérieur à
70 % permet d’assurer des franges de bonne qualité. Il est possible de jouer sur les paramètres
géométriques du système, αi , déterminés par P1 et P2 , et di , pour minimiser D∆Φ. Dans la configuration « sèche », nous choisissons P1 = P2 , d1 = d2 et g = e ce qui symétrise le système et donne
P
2θ0
2
j
i (−1) di tanαi ( Lt + Ls ) = 0.
Dans le cas général, c’est-à-dire pour un milieu de sortie d’indice N, nous pouvons choisir des valeurs
P
2
0
de P1 , P2 , d1 , d2 , g et e qui annulent i (−1)j di tanαi .( 2θ
Lt + Ls ). En effet, l’annulation de cette
expression permet une plus grande achromaticité du système puisque cela annule D∆Φ et rend ∆Φ
indépendant de θ et λ. Cela correspond d’un point de vue géométrique à l’intersection des faisceaux
d’interférence comme illustré sur la figure 3.10.
60
Modélisation et conception d’un interféromètre à immersion à 193 nm
α
d1
α
+d1tanα1
g
α
α
+gtanαg
α
-d2tanα2
α
α
α
d2
e
-etanαe
Fig. 3.10 – Conditions géométriques sur le système qui confèrent l’achromaticité dans le cas θ <<
λ
Pi .
Il existe des conditions pratiques sur ces paramètres dont il faut tenir compte pour fixer leurs
valeurs :
– d1 et d2 sont les épaisseurs des réseaux de diffraction et sont donc fixés par le choix des substrats
– g est la hauteur de l’espace entre les deux réseaux et est choisie en fonction du support mécanique
de l’ensemble des deux réseaux
– P1 et P2 sont limités par le choix du procédé de fabrication des réseaux et peuvent difficilement
descendre en dessous de 200 nm quelque soit ce procédé (voir chapitre 4 I). De plus, Q étant fixé
par l’ouverture numérique visée (relation 3.25), P2 dépend directement de P1 par la relation :
P2 =
1
P1
2
+
(3.36)
1
Q
En résumé, Q, d1 , d2 et g étant fixés par les conditions géométriques précédentes, il suffit d’ajuster
le paramètre e qui est la distance entre la plaquette et le dernier réseau pour assurer une parfaite
achromaticité du système. Cela se fait lors de l’étape de mise au point qui consiste à aligner le
système pour que les ordres 2 d’interférence se superposent.
Il faut également tenir compte des incertitudes sur les différentes épaisseurs pour remplir la condition
3.34. Nous définissons δd1 , δd2 , δg et δe les termes d’incertitude des épaisseurs d1 , d2 , g et e
respectivement dépendant du polissage, du parallélisme des substrats ainsi que de l’alignement en
parallélisme. δd1 , δd2 et δg sont fixés par le polissage des substrats et par leur parallélisme, l’inconnue
restante est δe. Les incertitudes entrent dans l’évaluation de D∆Φ et la condition 3.35 devient :
X
1
1
(−1)j δdi tanαi ≤ . 2θ
0
4 L +
i
t
2
Ls
(3.37)
Cela donne un intervalle [0, δemax ] dans lequel δe doit être inclus pour assurer un bon contraste
de franges. Cet intervalle devient donc le critère nous permettant de déterminer la profondeur de
champ ou DOF6 de ce système d’imagerie. Nous définissons la DOF comme le domaine autour de
la position de la plaquette dans lequel les motifs restent dans les spécifications définies en terme de
contraste, c’est-à-dire 70 % de contraste. Ainsi la DOF est ici donnée par 2δemax , soit :
6
Depth-Of-Focus
III Détermination des paramètres des réseaux de diffraction
DOF =
1
1
·( ·
tanαe 4
θ0
Lt
1
+
1
Ls
61
− δd1 tanα1 − δgtanαg + δd2 tanα2 )
(3.38)
Comme DOF ∝ (Ls , Lt ), ∝ tanαe , ∝ (δd1 , δd2 , δg, δe), il est intéressant de travailler avec une source
relativement cohérente, avec des substrats polis et alignés et de minimiser tanαe . Ce dernier terme
peut être diminué avec l’utilisation d’un milieu de sortie d’indice supérieur à celui de l’air comme
illustré sur la figure 3.11.
Comme nous le verrons par la suite, une configuration pouvant fonctionner dans l’air comme dans
l’eau, donc d’ouverture numérique inférieure à 1, a une profondeur de champ supérieure dans l’eau
car neau > nair .
Finalement, pour déterminer les paramètres P1 , P2 , d1 , d2 , g et e du montage, nous avons cherché à
tenir compte des conditions géométriques du montage mécanique et des réseaux de diffraction, de la
condition 3.34 pour assurer l’achromaticité etde la condition sur la profondeur de champ. La partie
suivante présente la méthode choisie pour déterminer les paramètres des réseaux tout en tenant
compte des considérations précédentes.
α
α
e(sec)
e(immersion)
-etanαe
Fig. 3.11 – Le paramètre tanαe diminue dans une configuration immergée.
III
A
Détermination des paramètres des réseaux de diffraction
Design du montage
D’après la relation 3.25, l’ouverture numérique ne dépend que de la période équivalente Q. Il faut
donc jouer sur Q pour augmenter NA. Ainsi NA peut atteindre des valeurs supérieures à 1 en
choisissant P1 et P2 de telle façon que Q devienne inférieure à λ0 . Mais dans une configuration
sèche, quand Q < λ0 , les faisceaux du deuxième ordre créés par la diffraction du deuxième réseau
et présents dans le substrat de silice sont réfléchis totalement à l’interface silice-air car nous avons
alors :
N sinγe =
λ0
>1
Q
(3.39)
Cela est possible pour N > 1. La relation 3.40 est donc la condition nécessaire sur l’indice de
réfraction du milieu de sortie pour permettre la transmission de la lumière de la silice dans le milieu
extérieur.
N≥
λ0
Q
(3.40)
Il est donc possible de travailler « en sec » jusqu’à ce que Q atteigne la valeur de la longueur d’onde
après quoi il est nécessaire d’utiliser un fluide d’immersion d’indice supérieur à 1 pour coupler la
62
Modélisation et conception d’un interféromètre à immersion à 193 nm
lumière dans la résine.
La figure 3.12 montre la variation de l’ouverture numérique en fonction des périodes P1 et P2 des
réseaux. Nous remarquons que dans les domaines de variation de ces périodes, choisies en fonction
des possibilités de réalisation des réseaux, il est possible d’atteindre des ouvertures numériques
jusqu’à 1,8 (à condition que l’indice du fluide soit adapté). De plus, un grand nombre de couples
(P1 , P2 ) permet d’atteindre la même ouverture numérique.
0.8
0.4
300
1
280
1
8
0.6
260
0.
1.2
P2 (nm)
1
240
1.2
220
1.4
1.2
1
1.4
1.6
200
1.4
2
1.
180
1.8
1.6
1.4
160
200
1.6
1.8
1.8
250
300
350
400
P1 (nm)
450
2
500
550
600
Fig. 3.12 – Variation de NA en fonction de P1 et P2 .
Nous cherchons à respecter une certaine symétrie des chemins optiques parcourus par les faisceaux
dans le premier ensemble silice/air par rapport à l’ensemble silice/air ou fluide de sorte que les
aberrations introduites par les variations en θ0 et λ0 dans la première moitié du système soient
compensées dans la deuxième moitié. Pour des raisons pratiques, l’épaisseur des substrats de silice
est inférieure à l’épaisseur des gaps d’air ou de fluide, il est donc important de respecter cette
symétrie dans l’air et le fluide en priorité. Ainsi, nous cherchons à avoir :
sinαg = sinαe
(3.41)
2
N +1
(3.42)
ce qui donne :
P2 = P1
Finalement, plusieurs couples de réseaux ont été choisis afin d’atteindre les ouvertures numériques
suivantes : NA = 0,32, 0,96 et 1,2 pour imprimer des lignes denses de période 300, 100 et 80 nm
respectivement. Les caractéristiques des configurations sont résumées dans le tableau 3.2. Afin de
simplifier la tâche de réalisation des optiques, nous avons cherché à conserver un réseau de diffraction
en commun à deux configurations ; il est donc plus facile de passer d’une configuration à une autre.
La DOF a été évaluée avec les paramètres de cohérence de la source spécifiés par le fournisseur de
la source : Ls = 500µm et Lt = 930µm.
Une configuration supplémentaire a été conçue pour permettre l’impression de réseaux de période
inférieure à 67 nm, période ultime pouvant être atteinte avec de l’eau comme fluide d’immersion
III Détermination des paramètres des réseaux de diffraction
63
pour une ouverture numérique de 1,43. Comme pour les précédentes, le deuxième réseau est de
210 nm ce qui permet de changer de configuration en changeant uniquement le premier réseau. Ses
caractéristiques sont également résumées dans le tableau 3.2. Cette configuration nécessite d’avoir
un fluide d’indice supérieur à 1,47 comme nous le détaillerons dans le chapitre 5.
NA
P1 (nm)
P2 (nm)
DOF (µm)
0,32
(sec)
600
600
710
0,32
(immersion)
600
600
1050
0,96
(sec)
220
210
15
0,96
(immersion)
220
210
205
1,2
(immersion)
300
210
125
1,47
(Fluide d’indice ≥ 1,47)
520
210
7
Tab. 3.2 – Caractéristiques des différentes configurations de l’interféromètre achromatique : valeurs
de P1 , P2 et de la DOF (l’angle d’incidence sur le montage et les valeurs de planéité et parallélisme
ont été fixées à θ0 = 1mrad et à 1µm respectivement en cohérence avec la précision d’alignement
attendue et les spécifications standards des substrats des réseaux). La dernière configuration permet
l’impression de réseaux de période inférieure à 67 nm.
B
Efficacités de diffraction
L’efficacité de diffraction des réseaux de l’interféromètre (rapport de l’intensité lumineuse incidente
sur l’intensité émergente dans un ordre de diffraction donné) est un paramètre important à prendre
en compte car elle détermine la transmission totale du système (rapport de l’intensité lumineuse
incidente sur l’intensité lumineuse transmise par l’ensemble du système). Prévoir cette transmission
permet d’évaluer les pertes dûes au système et le temps d’insolation. En effet, de la lumière est perdue
à la traversée de chaque élément diffractant, il faut donc compenser par une exposition longue. Cela
peut être préjudiciable si le système est soumis à des vibrations (plus l’exposition est longue, plus
les vibrations auront tendance à brouiller l’image). De plus, avec la poursuite de l’amélioration de la
résolution, il est probable qu’il faille utiliser des fluides plus absorbants que l’eau. Il faut donc faire
particulièrement attention à l’optimisation de l’efficacité de diffraction. Celle-ci dépend de la hauteur
des lignes, de leur rapport cyclique (rapport de la largeur de ligne sur la période), de leur profil et
de la polarisation de la lumière éclairant le réseau. Des simulations électromagnétiques rigoureuses
ont été réalisées pour déterminer l’efficacité de diffraction en fonction du rapport cyclique, de la
hauteur des lignes et de la polarisation s ou p (cf annexe A pour la définition des polarisations
s et p). Ce sont les deux types de polarisation utilisés dans la partie expérimentale. Moharam et
al. [115] ont mis en place une méthode stable et efficace pour l’implémentation d’une méthode
de calcul électromagnétique rigoureux pour des réseaux à une dimension de profil rectangulaire
en polarisation s et p. Cette méthode a été utilisée pour calculer les efficacités de diffraction des
différents réseaux de l’interféromètre. La figure 3.13 montre l’efficacité de diffraction en fonction de
la hauteur et du rapport cyclique des lignes des réseaux dans la configuration NA = 0,32. Elle a été
calculée pour chacun des réseaux et en s et p. Nous avons considéré que la lumière arrivait sur le
premier réseau en incidence normale et l’angle d’incidence sur le deuxième réseau est déterminé par
l’angle de diffraction au premier ordre du premier réseau, dans ce cas 18,76˚. Les courbes d’efficacité
de diffraction des configurations NA = 0,96 et NA = 1,2 sont résumées sur les figures B.1 et B.2
dans l’annexe B.
64
Modélisation et conception d’un interféromètre à immersion à 193 nm
1
1
5
5
0.9
5
0.9
10
5
30
25
30
25
5
35
30
30
25
30
20
20
5
5
20
20
30
35
Rapport cyclique
10
0
100
15
25
0
25
203
10
5 15
200
20
10 15
10 5
20
15
25
30
35
35 40
30
25
20
10
5
400
500
30
10 15
5
Hauteur (nm)
5
5
25
20
0.1
0
10
25
105 15
300
20
0.3
0.2
5
150
20
25 30 15
35 40
25
20 3010
5
400
500
25
0.4
5
15
0.5
35
15
20
200
0.6
5
100
20
30
10
25
10 15
5
0.1
10
20
25
15
0.7
15
10
40
0.2
20 2
15 5
5
20
0
5
35
5
0.3
35
40
15
10
0.4
25
10
35
15
0.5
5
20 2
30
20
15
10
15
10
0.6
0
15
0.8
10
10
0.7
15
10
Rapport cyclique
5
0.8
300
Hauteur (nm)
(a) 1er ordre, 600 nm, s
(b) 1er ordre, 600 nm, p
1
1
5
0.9
5
5
5
10
5
10
10
0.5
5
10
5
0.3
20
5
10
25
30
25
5
0.2
10
0.1
15
5
0
15
10
0.4
0
100
20
10
15
20
10
200
5
5 10
20
15
300
Hauteur (nm)
(c) 2ème ordre, 600 nm, s
10
400
20
15
15105
25
30
2025
5
500
0.7
5
5
0.6
5
10
10
5
5
0.6
0.5
5
0.4
1015
20
25
5
5
0.3
0.2
10
10
0.7
5
0.8
10
5
5
0.9
Rapport cyclique
0.8
Rapport cyclique
5
0.1
5
0
0
100
10
15
20
15
200
10
300
15
20
5
400
20
10
15
20 25
25
15 10
5
500
Hauteur (nm)
(d) 2ème ordre, 600 nm, p
Fig. 3.13 – Efficacité de diffraction en fonction de la hauteur et du rapport cyclique (rapport de la
largeur de ligne sur la période) (a) du réseau P1 = 600 nm au premier ordre en s sous incidence
normale, (b) du réseau P1 = 600 nm au premier ordre en p sous incidence normale, (c) du réseau
P2 = 600 nm au deuxième ordre en s sous incidence 18,76˚, (d) du réseau P2 = 600 nm au deuxième
ordre en p sous incidence 18,76˚.
III Détermination des paramètres des réseaux de diffraction
65
A partir de ces calculs, nous pouvons choisir la hauteur des lignes et les rapports cycliques dans
chaque configuration permettant une efficacité de diffraction optimale au premier ordre en incidence
normale pour le premier réseau et au deuxième ordre en incidence oblique pour le deuxième réseau.
Les paramètres optimaux des réseaux pour avoir une efficacité de diffraction maximale sont résumés
dans le tableau 3.3.
Hauteur (nm)
Rapport cyclique
Efficacité (%)
NA=0,32
Réseau 1
Réseau 2
(600 nm) (600 nm)
s
p
s
p
190 190 450 480
0,45 0,5 0,3 0,3
40
38
30
25
NA=0,96
Réseau 1
Réseau 2
(220 nm)
(210 nm)
s
p
s
p
190 210 180 250
0,35 0,5 0,55 0,7
40
40
25
18
NA=1,2
Réseau 1 Réseau 2
(300 nm) (210 nm)
s
p
s
p
160 180 290 290
0,4 0,5 0,6 0,75
40
30
80
30
Tab. 3.3 – Hauteurs des lignes, rapports cycliques des réseaux et efficacités de diffraction correspondantes pour chaque configuration de l’interféromètre achromatique à immersion. Les hauteurs
des lignes et rapports cycliques ont été choisis pour avoir une efficacité de diffraction optimale.
Nous remarquons ici que l’efficacité de diffraction des réseaux est globalement moins bonne en
polarisation p et que pour obtenir une efficacité de diffraction maximale il est nécessaire d’avoir des
hauteurs de lignes pouvant aller jusqu’à 290 nm. Cela devient très difficile à réaliser d’un point de vue
technologique. Nous avons déterminé la hauteur des lignes des réseaux dans chaque configuration en
tenant compte des procédés de fabrication des réseaux. En particulier, le rapport d’aspect7 des lignes
ne peut pas dépasser 2 quelque soit le procédé. Nous avons choisi d’imposer pour tous les réseaux
un rapport cyclique égal à 0,5 afin de rendre possible leur fabrication par holographie. Comme il est
technologiquement très difficile de fabriquer des réseaux optimisés en polarisation p, les hauteurs des
lignes des réseaux ont été choisies pour permettre une bonne efficacité en polarisation s. Finalement
les valeurs sont résumées dans le tableau 3.4. Elles serviront de spécifications dans le choix des
réseaux. Nous avons également calculé l’efficacité de diffraction correspondante, ainsi que l’efficacité
de diffraction totale du système, c’est-à-dire sa transmission.
NA
Période (nm)
Hauteur des lignes (nm)
Efficacité de diffraction s (%)
Efficacité de diffraction p (%)
Efficacité de diffraction totale s (%)
Efficacité de diffraction totale p (%)
0,32
600 600
150 150
35
3
35
3
1,05
1,05
0,96
220 210
145 170
25
20
30
2
5
0,6
1,2
300 210
145 140
35
20
37
3
7
1,1
Tab. 3.4 – Hauteur des lignes des réseaux de chaque configuration de l’interféromètre achromatique
à immersion choisie en fonction de l’efficacité de diffraction et de la technologie de fabrication des
réseaux.
7
Le rapport d’aspect est le rapport de la hauteur d’une ligne sur sa largeur. Typiquement, les lignes subissent un
phénomène d’effondrement de motif (ou « pattern collapse ») lorsque le rapport d’aspect est trop grand.
66
Modélisation et conception d’un interféromètre à immersion à 193 nm
Conclusion
Dans ce chapitre, nous avons déterminé les paramètres jouant sur le contraste des franges en lithographie interférométrique à 193 nm. En particulier, nous avons montré que, dans le cas d’un
montage interférométrique à deux ondes, les paramètres de cohérence de la source limitent la taille
du champ d’exposition. Nous avons choisi de concevoir un montage achromatique qui permet de
nous affranchir de cette cohérence. D’autre part, nous avons réalisé le design de ce montage et avons
déterminé les paramètres des réseaux de diffraction permettant d’imprimer des motifs périodiques
de périodes 300, 100 et 80 nm tout en maintenant une transmission du système optimale.
Chapitre 4
Réalisation et caractérisation du
montage interférométrique
Introduction
A partir de l’analyse théorique faite au chapitre précédent, nous avons pu déterminer les spécifications des réseaux de diffraction, composants élémentaires de l’interféromètre. Nous décrivons ici une
méthode de fabrication de ces réseaux, basée sur un procédé simple avec une étape de lithographie
par nanoimpression et sans gravure. La deuxième partie de ce chapitre est consacrée à la description
du dispositif expérimental et à la caractérisation de la source, des réseaux et du dispositif de mise
en forme du faisceau. Une caractérisation de ces éléments, la plus précise possible, est indispensable pour appréhender la robustesse et les conditions de fonctionnement du système. Celles-ci sont
finalement comparées aux valeurs théoriques calculées dans le chapitre 3.
I Fabrication des réseaux de diffraction
I
A
A.1
69
Fabrication des réseaux de diffraction
Les challenges technologiques
Spécifications
Les composants principaux de l’interféromètre étant des réseaux de diffraction, nous nous sommes
intéressés à leur fabrication avec pour objectif de répondre aux caractéristiques données dans le
chapitre précédent. Ces réseaux sont des réseaux de phase périodiques de rapport cyclique 0,5
(rapport de la largeur de ligne sur la période). Pour chaque configuration d’ouverture numérique
donnée, rappelons dans le tableau 4.1 les spécifications choisies au chapitre précédent en terme
d’épaisseur et de taille des substrats et de périodes et hauteur des lignes pour atteindre des efficacités
de diffraction et profondeur de champ optimales.
NA
Période (nm) (p1 /p2 )
Hauteur des lignes (nm)
Taille du substrat (mm2 )
Epaisseur du substrat (mm)
0,32
600 600
150 150
0,96
220 210
145 170
20x40
2
1,2
300 210
145 140
Tab. 4.1 – Spécifications des réseaux de diffraction.
Nous avons choisi d’utiliser des substrats en silice fondue qui est la forme amorphe du dioxyde de
silicium (SiO2 ). Sa dureté, ses propriétés de stabilité thermique et de transparence dans l’ultraviolet
profond en font un excellent candidat pour les masques de lithographie donc pour ces réseaux de
diffraction fonctionnant en transmission à la longueur d’onde 193 nm.
Les spécifications des substrats, en terme de planéité et parallélisme des faces, nécessaires au maintien d’une profondeur de champ acceptable imposent des conditions sur leur épaisseur. En effet, une
surface de qualité optique est obtenue par polissage mécano-chimique. C’est pourquoi plus le substrat est fin, plus il est difficile d’obtenir un polissage de qualité, en particulier lorsqu’il est double
face, ce qui nous intéresse précisément ici. En faisant un compromis entre le prix donné par les
fournisseurs de substrats de silice fondue et les spécifications recherchées (planéité de chaque face
de l’ordre de λ/6 à 633 nm sur une surface de 20 × 40 mm2 et parallélisme de l’ordre de la seconde
d’arc), nous avons choisi d’utiliser des substrats de 2 mm d’épaisseur.
A.2
Etat de l’art des procédés de fabrication
Comme nous allons l’expliquer ci-dessous, la fabrication de ces réseaux de diffraction présente certaines difficultés technologiques lorsqu’on a à disposition des équipements et procédés dédiés à la
microélectronique et aux substrats de silicium. D’après le tableau 4.1, nous remarquons que les
conditions les plus critiques, en terme de période et hauteur des lignes, sont réunies pour la configuration NA = 0,96 qui nécessite d’avoir un réseau de période 210 nm pour une hauteur de lignes
de 170 nm ce qui correspond à un rapport d’aspect de 1,6 (rapport de la hauteur sur la largeur de
la ligne). Les contraintes sur les autres réseaux sont plus relâchées mais restent cependant critiques
car les spécifications imposent de faibles périodes pour des hauteurs de lignes relativement grandes.
La fabrication de dispositifs avec topographie, transparents dans l’ultraviolet et l’ultraviolet profond
70
Réalisation et caractérisation du montage interférométrique
se fait classiquement par lithographie d’une couche de résine déposée sur un substrat transparent
puis transfert par gravure du matériau transparent des motifs imprimés dans la résine. Les deux
étapes critiques dans ce procédé sont la lithographie et la gravure :
– Les outils de lithographie optique permettant d’atteindre des résolutions jusqu’à 100 nm sont
réservés à la production de masse de circuits intégrés et ceux utilisés pour générer les motifs
des réticules ne permettent pas d’atteindre de telles résolutions car ils sont optimisés pour la
fabrication des masques de facteur de réduction 4X. Ainsi, pour atteindre ces dimensions critiques,
il est nécessaire d’utiliser une lithographie à faisceau d’électrons (e-beam). Cependant, ce type
de lithographie a pour inconvénient de nécessiter des temps d’écriture très longs ce qui peut
s’avérer être un frein au développement et à la fabrication plus systématique de tels composants.
De plus, dans le cas de substrats isolants tels que le quartz, il est nécessaire de déposer une
couche conductrice entre le substrat et la résine afin d’empêcher les effets de charge lors de
l’étape d’écriture par le faisceau électronique. Cette couche conductrice, le plus souvent de type
métallique (ITO, Cr), nécessite une étape de gravure supplémentaire, mais sert aussi de masque
dur pour transférer les motifs dans le substrat.
– Pour la réalisation de tels dispositifs, l’étape de gravure par plasma est aussi une étape sensible
puisqu’elle doit assurer le transfert de motifs de l’ordre de 100 nm sur une profondeur supérieure
à 150 nm. Pour comparaison avec la microélectronique, ces dimensions sont celles visées par
la roadmap ITRS pour les nœuds 45 et 65 nm en back end dans quelques années. De plus,
l’utilisation d’un substrat isolant épais (2 mm dans notre cas) rend difficile la gravure par plasma
de motifs sub-100 nm dans des réacteurs de gravure classique en raison d’un écrantage du champ
électrostatique.
L’ensemble de ces étapes (lithographie d’une résine sur une couche conductrice métallique puis gravure par transfert dans le masque dur métallique) est aujourd’hui bien connu pour la fabrication de
réticule mais il faut noter ici que les dimensions (périodes et CD) visées ne sont pas du tout du même
ordre de grandeur (facteur de réduction 4X) que celles de nos réseaux de diffraction. En particulier
en ce qui concerne le facteur d’aspect, nos spécifications sont beaucoup plus contraignantes.
Enfin, il faut souligner que des substrats de silice fondue épais sont atypiques dans une salle blanche
dédiée à la fabrication de dispositifs sur silicium et que leur utilisation devient difficile, voire impossible sur certains équipements. En effet, l’alignement par détection laser n’est plus possible avec un
substrat transparent comme la silice et le transport automatique des plaques est rendu difficile avec
de tels substrats épais et lourds. Pour toutes ces raisons nous avons étudié un procédé simplifié qui
permet de diminuer le nombre d’étapes et en particulier de nous affranchir de l’étape de gravure.
B
Technique de fabrication développée au laboratoire
B.1
Description du procédé de fabrication
Nous présentons ici un procédé de fabrication avec une seule étape critique, la nanoimpression, et
sans étape de gravure. Il implique l’utilisation d’une résine de silsesquioxane hydrogéné (HSQ1 ).
C’est un matériau inorganique qui peut être déposé sur le substrat par centrifugation. Cette résine
est une résine négative très résolvante pour la lithographie à faisceau d’électrons ([116], [117]).
De plus, elle a la particularité d’avoir des propriétés semblables au SiO2 après recuit à haute
température sous oxygène ou mélangé avec un gaz inerte [118]. Dans notre cas, c’est la propriété
de transparence du SiO2 dans l’ultraviolet profond qui nous intéresse. Cette caractéristique en
1
Hydrogen SilsesQuioxane
I Fabrication des réseaux de diffraction
71
fait un matériau adapté à la fabrication de composants optiques transmettant dans l’ultraviolet et
l’ultraviolet profond ([119], [120]). Il est également possible d’utiliser un matériau poreux MSQ2 à
groupement méthyl qui se transforme en une structure de « SiO2 -like » sous plasma d’oxygène.
La faisabilité d’un procédé de lithographie à faisceau d’électrons utilisant le HSQ a été récemment
montrée sur des substrats en quartz mais cette méthode présente certains inconvénients techniques
pour l’application recherchée [121]. En effet, il faut utiliser un dépôt conducteur et transparent entre
la résine et le substrat pour permettre l’étape de lithographie électronique, par exemple l’ITO3 . Cela
ajoute donc une étape dans le procédé ; par ailleurs, la transparence d’une telle couche conductrice
chute fortement à 193 nm d’où une limite à son utilisation. D’autre part, un masqueur électronique
est un appareil très coûteux à l’achat et nécessite des temps d’écriture très longs entraı̂nant des coûts
de fabrication élevés. Finalement, ce procédé ne permet pas d’obtenir les profondeurs voulues. En
effet, les doses requises pour l’exposition d’une résine HSQ par lithographie e-beam sont importantes
et le seront d’autant plus que l’épaisseur de résine est grande ce qui augmente la quantité d’électrons
rétro-diffusés et limite la résolution des motifs. Ce procédé est donc relativement long, nécessite
plusieurs étapes parfois lourdes et permet de réaliser une topographie avec des dimensions limitées
(en particulier en profondeur).
C’est pourquoi nous nous sommes intéressés à un autre procédé à base de résine HSQ. En effet, en
plus de ses propriétés optiques intéressantes, le HSQ a des propriétés physico-chimiques qui en font
un matériau adapté à la réplication de motifs par nanoimpression [122]. Cette technique permet de
transférer les motifs d’un moule fabriqué avec des procédés maı̂trisés pour le silicium. Le procédé
de fabrication considéré ici est schématisé sur la figure 4.1.
(a) Dépôt de la résine
HSQ
Silice fondue
(b) Lithographie par
nanoimpression
(impression+démoulage)
(c) Recuit haute
température
Moule en silicium
Silice fondue
Silice fondue
Fig. 4.1 – Etapes du procédé de fabrication des réseaux de diffraction.
La résine HSQ est déposée par centrifugation sur un substrat de silice fondue. Lors de l’étape de
nanoimpression thermique, le substrat est préalablement chauffé à une température T. Le moule
contenant les motifs à imprimer « en négatif » est appliqué sur le film de résine avec une pression P ;
les motifs y sont donc transférés (cf chapitre 1 pour une description du principe de la technique de
nanoimpression thermique). Après l’étape de démoulage, le substrat est chauffé à haute température
pour transformer le HSQ en « SiO2 -like ».
B.2
Procédure expérimentale
Les substrats utilisés sont des plaquettes de 100 mm de diamètre en silice fondue fournies par la
société SPC Goodwill [123]. La résine utilisée, appelée FOx4 et fournie par Dow Corning [124], est
2
Methyl SilsesQuioxane
Indium-Tin Oxide
4
Flowable Oxide
3
72
Réalisation et caractérisation du montage interférométrique
une solution de HSQ diluée dans un solvant, le méthyle isobutyle cétone (MIBK). Dans le cadre
de cette étude, deux dilutions différentes ont été utilisées, le FOx-12 et le FOx-14, permettant de
déposer selon les conditions des épaisseurs de 100 à 200 nm et de 270 à 350 nm respectivement.
Après dépôt, la résine a été recuite entre 50 et 100˚C lors de l’étape de PAB5 pour évaporer le
solvant et densifier le film avant impression.
Les moules ont été fabriqués par lithographie électronique puis gravure sur des substrats de silicium
de 200 mm de diamètre. L’étape de gravure a été réalisée dans une chambre de gravure plasma
à haute densité avec une chimie HBr/Cl2 /O2 , classiquement utilisée pour la gravure du silicium
[125]. Les motifs du moule sont des réseaux de lignes denses de période allant de 200 à 400 nm sur
des surfaces allant de 0, 5 × 0, 5 mm2 à 5 × 5 mm2 . La profondeur de gravure est de 150 nm.
En nanoimpression, afin de minimiser les interactions entre le moule et la résine lors de l’étape de
démoulage, une couche d’un matériau anti-adhésif, aussi appelée démoulant, est appliquée sur le
moule. Cela a pour effet de diminuer le phénomène d’arrachage des motifs du moule qui dégrade
l’impression. Les démoulants classiquement utilisés sont le SiOC, le FOTS6 ou le dépôt d’un composé
fluorocarboné de type CFx . Nous avons ici choisi d’utiliser une autre couche, appelée OPTOOL
DSX7 , pour son procédé de dépôt en phase liquide simplifié. De plus, des mesures d’énergie de
surface ainsi que des tests de nano-indentation par AFM8 ont montré qu’elle avait d’excellentes
propriétés anti-adhésives ([127], [37]). Finalement, le procédé de nanoimpression du HSQ a été
développé sur deux outils de pressage dont le principe de fonctionnement et les caractéristiques sont
détaillés dans les références [34], [37] et [128].
B.3
Résultats
Au cours de cette étude, nous nous sommes particulièrement intéressés au problème d’arrachage
et d’adhésion de la résine au substrat lors des étapes d’impression et de démoulage. En effet, cela
détériore la qualité d’impression et joue sur l’efficacité de diffraction du réseau. C’est pourquoi
nous avons regardé l’influence des paramètres suivants sur l’impression : température du PAB,
épaisseur de résine, température et pression de pressage. Les paramètres optimaux obtenus lors du
développement du procédé sur l’équipement de nanoimpression EVG520HE de la société EVGroup
sont résumés dans le tableau 4.2.
PAB
Epaisseur
Température
Pression
Temps
65˚C, 2 min
300 nm
250˚C
40kN
15 min
Tab. 4.2 – Conditions expérimentales d’impression du HSQ sur silice.
Ainsi, nous avons observé que l’impression était facilitée à haute température d’impression. 250˚C
est la température maximale atteinte par la machine.
Concernant la température de PAB, elle semble n’avoir joué que sur le degré de compaction du
5
Post-Applied Bake
Perfluorooctyltrichlorosilane
7
Démoulant commercial de la société DAIKIN [126]
8
Atomic Force Microscopy
6
I Fabrication des réseaux de diffraction
73
film. Des comparaisons de mesures FTIR9 de la résine en solution, après dépôt sans recuit et après
dépôt avec recuit ont montré que tout le solvant n’était plus présent dès lors que la résine était
déposée sur le substrat. Le solvant s’évapore donc très rapidement après dépôt et un recuit joue
uniquement sur la compaction du film (disparition du volume laissé libre après évaporation du
solvant). Cependant, la température de PAB ayant de l’influence sur la qualité d’impression, il
serait intéressant de poursuivre cette étude afin de mettre en évidence l’influence de la compaction
du film sur son adhésion au substrat ou au moule.
La figure 4.2 montre des images MEB10 de réseaux denses de différentes périodes obtenus par
nanoimpression ainsi qu’un exemple de défaut d’arrachage.
(a) période 300 nm
(b) période 400 nm
(c) Défaut d’arrachage lors du procédé de nanoimpression
Fig. 4.2 – Réseaux de HSQ réalisés par nanoimpression (a) période 300 nm, (b) période 400 nm,
(c) Exemple de défaut d’arrachage.
Il est donc possible de répliquer fidèlement certains motifs du moule dans le HSQ. Cependant,
comme le montre la figure 4.2 (c), il reste un certain nombre de défauts dus à l’arrachage, ce qui
n’est pas acceptable pour l’application recherchée. Cette étude n’ayant pu être achevée dans le cadre
de ce travail de thèse, nous donnons ici des idées de pistes à approfondir pour diminuer les défauts
d’impression. Il serait ainsi intéressant de regarder les phénomènes d’adhésion entre la résine et le
moule ou le substrat et d’évaluer et minimiser les forces d’adhésion mises en jeux afin de faciliter
l’étape de démoulage. De plus, il faudrait évaluer l’influence de la taille de la surface à répliquer sur
la qualité d’impression. En effet, dans le cadre de la lithographie interférométrique, nous cherchons
à obtenir des motifs sur une grande surface car cela facilite l’étape de caractérisation qui suit et
permet éventuellement d’utiliser cette technique comme outil de lithographie pour des applications
de recherche. Par ailleurs, nous avons pu observer lors du travail expérimental de montage et caractérisation de l’interféromètre à double réseau que l’utilisation de réseaux de diffraction de petite
surface, typiquement de l’ordre de 0, 5 × 0, 5 mm2 , induisait des inhomogénéités régulières sur le
champ d’exposition. Ces variations d’intensité sont dues à la diffraction de Fresnel11 des bords du
réseau. La figure 4.3 (a) montre l’effet des franges de Fresnel sur le champ d’exposition.
9
Fourier-Transform InfraRed spectrometer : la spectrométrie infrarouge par transformée de Fourier est une méthode
de détermination des liaisons chimiques des atomes des molécules d’un matériau. Elle permet, par excitation de ces
liaisons par un rayonnement infrarouge, d’obtenir un spectre en nombre d’onde dont chaque pic est caractéristique
d’un type de liaison. On peut obtenir par cette technique la composition chimique d’un matériau.
10
Microscope Electronique à Balayage
11
La théorie de la diffraction distingue la diffraction de Fresnel à distance finie de la diffraction de Fraunhofer à
distance infinie. Dans notre cas, pour les dimensions considérées et à la longueur d’onde d’illumination 193 nm, le
détecteur qu’est la résine est à distance finie du réseau.
74
Réalisation et caractérisation du montage interférométrique
(a)
2 mm
0,5 mm
(b)
0,5 mm
(c)
2 mm
Fig. 4.3 – Effet de la diffraction de Fresnel sur le champ d’exposition d’un réseau 0, 5 × 0, 5 mm2
placé à 1 cm de la plaquette (a) et simulation des franges de Fresnel créées par un trou carré de (b)
0, 5 × 0, 5 mm2 à 1 cm du détecteur, (c) 2 × 2 mm2 à 1 cm du détecteur.
Par des simulations, nous avons pu évaluer que le champ d’exposition était exploitable à partir
d’une surface de réseaux de ≈ 2 × 2 mm2 pour laquelle l’amplitude des franges devient négligeable
au centre du réseau (cf figure 4.3 (b) et (c)).
B.4
Caractérisation des réseaux HSQ
Nous avons mesuré la transmission du HSQ non structuré à la longueur d’onde de 193 nm pour
différentes épaisseurs et pour différentes conditions de recuit : HSQ d’épaisseur 100 et 300 nm
avec un recuit à 450˚C, pendant 30 minutes sous N2 dans une étuve et d’épaisseur 300 nm à 290
˚C pendant 3h30 sur plaque chauffante. Le tableau 4.3 récapitule les valeurs de transmission à la
longueur d’onde 193 nm des différents échantillons.
Silice vierge
Silice + HSQ-100nm à 450˚C sous N2
Silice + HSQ-300nm à 450˚C sous N2
Silice + HSQ-300nm à 290˚C
Transmission à 193 nm (±0, 02)
82 %
89 %
84 %
80 %
Tab. 4.3 – Transmission de la silice et du HSQ sur silice à 193 nm pour différentes épaisseurs et
conditions de recuit.
La transmission reste supérieure à 80 % à 193 nm ce qui est suffisant pour notre application et
ce quelque soit la méthode de recuit utilisée. En définitive, nous avons opté pour la technique de
recuit sur plaque chauffante à 290˚car cela facilite le procédé et ne modifie pas exagérément la
transmission du substrat.
II Description et caractérisation du montage interférométrique
75
Finalement, nous avons caractérisé l’efficacité de diffraction d’un réseau de période 360 nm éclairé
en incidence normale à la longueur d’onde 193 nm et en polarisation s (cf annexe A pour la définition
de la polarisation s). Elle a été mesurée en calculant le rapport de l’énergie des ordres 1 diffractés
avec l’énergie incidente. Elle est de 8 % dans les ordres -1 et +1. Cette faible valeur comparée avec
les efficacités visées (de l’ordre de 40 %) est le résultat de la diffusion de la lumière par les défauts
du réseau introduits lors de l’étape de nanoimpression. Ce réseau a été monté dans le dispositif
interférométrique en position de réseau séparateur à l’ordre 1, la fonction de réseau recombinant à
l’ordre 2 ayant été réalisée par un réseau de période 210 nm fourni par la société Ibsen Photonics
[129]. Le résultat de lithographie interférométrique est montré sur la figure 4.4.
Fig. 4.4 – Lignes de période 180 nm obtenues par lithographie interférométrique. Dans cette configuration, le réseau séparateur de faisceaux en amont du montage a été réalisé par nanoimpression.
Nous avons ainsi pu obtenir des lignes contrastées de période 180 nm mais du fait de l’inhomogénéité
du réseau et du fort taux de défauts, nous avons obtenu ces lignes sur plusieurs zones aléatoires
de taille inférieure à 5 × 5 µm2 . Il semblerait que ces défauts d’arrachage introduisent des zones
d’efficacité de diffraction variable ce qui ne permet pas d’imprimer des lignes sur une grande surface.
C’est pourquoi ces réseaux n’ont pu être utilisés dans le montage interférométrique et nous avons
choisi d’utiliser des réseaux fabriqués par Ibsen Photonics pour toutes les configurations. Ceux-là
sont fabriqués par holographie avec une résine déposée sur un substrat de silice puis gravure pour
transférer les motifs dans la silice. Cela permet donc d’obtenir des réseaux de très bonne qualité
avec des périodes pouvant aller jusqu’à 200 nm sur des surfaces supérieures à 50 × 50 mm2 . Le
montage de lithographie interférométrique faisant l’objet de cette thèse pourra d’ailleurs être utilisé
ultérieurement pour la fabrication de nos propres réseaux de diffraction. Cela facilitera beaucoup le
procédé de fabrication. Malgré tout, le procédé de fabrication d’éléments diffractants transmettant
dans l’ultraviolet profond développé ici reste intéressant car il présente des avantages technologiques,
comme nous l’avons vu précédemment, et peut être utilisé pour d’autres applications telles que par
exemple la fabrication de moules pour la nanoimpression assistée par ultraviolet (cf chapitre 1 pour
la description de cette technique).
II
A
A.1
Description et caractérisation du montage interférométrique
La source
Laser excimère : définition
Le laser excimère fait partie de la famille des lasers chimiques. Le terme « excimère » vient de
l’anglais « excited dimer » qui se réfère au milieu amplificateur chimique du laser. Un gaz rare,
76
Réalisation et caractérisation du montage interférométrique
l’argon, le krypton ou le xénon, et un gaz halogène, le fluore ou le chlore, sont mélangés avec
un gaz inerte tel que l’hélium. Ce mélange est excité par une forte décharge électrique de courte
durée (quelques nanosecondes) ou par un faisceau d’électrons très intense, ce qui crée ce milieu dit
excimère. Celui-ci est formé par l’interaction entre deux atomes ou molécules, l’une d’entre elles
étant excitée électroniquement [130] :
A + B ∗ 7−→ (AB)∗
(4.1)
La molécule AB ∗ se désexcite et se dissocie rapidement de telle sorte que la radiation ainsi générée
ne peut être réabsorbée. Cela assure un très bon gain :
(AB)∗ 7−→ A + B + hν
(4.2)
Un diagramme d’énergie de la molécule AB ∗ est représenté sur la figure 4.5 [130].
Fig. 4.5 – Diagramme d’énergie d’une molécule AB ∗ d’un milieu excimère.
Les lasers excimères émettent entre 157 nm pour le F2 et 351 nm pour le XeF . Ils ont la particularité
d’émettre des impulsions avec un fort taux de répétition, de l’ordre de quelques kilohertz, et une
puissance de sortie relativement forte de quelques watts voire quelques centaines de watts. Ce
sont les sources les plus puissantes émettant dans l’ultraviolet profond. La durée de vie des lasers
excimères modernes est aujourd’hui limitée à la durée de vie des optiques qui doivent supporter des
flux intenses. Les lasers excimères ont la particularité d’avoir des paramètres de cohérence, spatiale
et temporelle, faibles de l’ordre de la centaine de microns. La version « industrielle » de ces lasers
pour la lithographie comporte une option de rétrécissement de bande spectrale améliorant ainsi leur
cohérence temporelle d’un facteur 1000.
A.2
Spécifications et caractérisation
La source utilisée dans cette thèse est un laser excimère EX10 fabriqué par GAM LASER, Inc.
[131]. C’est un laser ArF à 193 nm non polarisé, refroidi à l’air et dont la décharge est déclenchée
II Description et caractérisation du montage interférométrique
77
par un thyratron12 . Le gaz utilisé est un mélange de 1 % de F2 , 3,5 % de Ar et 95,5 % de Ne.
Toute intervention sur le laser (alignement de la cavité, nettoyage des miroirs. . . ) est faite sous flux
d’hélium. Le fluor étant très toxique, nous avons veillé à installer des dispositifs de sécurité autour
du montage pour l’évacuation et la détection des gaz.
Les spécifications de ce laser données par le fournisseur sont résumées dans le tableau 4.4 :
Energie (mJ)
Puissance moyenne à 200Hz (W)
Taux de répétition (Hz)
Durée d’impulsion (ns)
Tension du thyratron (kV)
Pression (Torr)
Divergence (mrad)
Longueur de cohérence temporelle (µm)
Longueur de cohérence spatiale (µm)
5-20
3,5
20-300
12-15
10-16
2250-2400
1
930
500
Tab. 4.4 – Spécifications du laser excimère ArF GAM.
La figure 4.6 montre une coupe transversale du faisceau en sortie de cavité. Le profil est rectangulaire
et présente des zones intenses sur la partie gauche qui peuvent dégrader l’homogénéité du champ
au niveau de la plaquette. C’est pourquoi la partie la plus homogène du faisceau a été sélectionnée
pour illuminer le premier réseau et participer à la formation des franges d’interférence.
Fig. 4.6 – Coupe transversale
du faisceau en sortie du laser.
La figure 4.7 montre un profil d’intensité des sections transversales mesuré à 10 cm en sortie de
cavité. Le long de la grande dimension, le profil est en porte alors que le long de la petite dimension
le profil est gaussien. Ils montrent une uniformité relativement bonne de l’ordre de 10 %. Les
dimensions du faisceau sont de 4 × 8 mm2 à mi-hauteur. L’uniformité du faisceau est un paramètre
très important dans notre cas car cela détermine l’homogénéité du champ d’interférences donc la
dispersion en CD sur ce champ. C’est pourquoi nous avons mis en place un système de balayage du
faisceau : la rotation d’une lame de silice sur le chemin du faisceau pendant l’exposition permet de
balayer le faisceau sur le premier réseau. Cela moyenne l’énergie et l’homogénéise. Nous obtenons
finalement au niveau du premier réseau un faisceau homogène sur une surface de quelques mm2 ce
qui couvre largement la surface de ce réseau.
Un autre paramètre important à contrôler dans le cadre de la lithographie interférométrique est la
valeur de l’énergie en sortie du laser ainsi que sa stabilité13 car cela joue sur le CD imprimé.
12
Un thyratron est un tube à gaz (constitué d’électrodes entourées par un gaz) utilisé comme interrupteur pour les
fortes puissances. Lorsque le potentiel de l’électrode de contrôle augmente par rapport à celui de la cathode, le gaz
entre l’anode et la cathode s’ionise et conduit le courant. Une fois rendu conducteur, le thyratron le restera tant qu’un
courant suffisant circulera entre son anode et sa cathode.
13
La stabilité de l’énergie en sortie du laser est exprimée en stabilité rms de l’anglais « root mean square ». Elle
est donnée en % et indique les fluctuations en énergie autour de la valeur moyenne. Plus cette valeur est faible, plus
l’énergie est stable.
78
Réalisation et caractérisation du montage interférométrique
1
Intensité normalisée
Intensité normalisée
1
0,5
0
2
4
6
8
10
mm
(a) Intensité normalisée de la grande section du faisceau en sortie du laser.
0,5
0
2
4
6
8
10
mm
(b) Intensité normalisée de la petite section du faisceau en sortie du laser.
Fig. 4.7 – Intensité normalisée des sections transversales du faisceau en sortie du laser.
Nous avons mesuré ces paramètres en fonction de la tension du thyratron à différentes fréquences
d’impulsion (figure 4.8).
9
Energie (mJ)
7
20 Hz
50Hz
100 Hz
150 Hz
200 Hz
300 Hz
60
50
Stabilité rms(%)
8
70
20 Hz
50Hz
100 Hz
150 Hz
200 Hz
300 Hz
6
5
4
3
40
30
20
2
10
1
0
10
11
12
13
14
15
16
Tension (kV)
(a) Energie moyenne en fonction de la tension du thyratron.
0
10
11
12
13
14
15
16
Tension (kV)
(b) Stabilité rms en fonction de la tension du thyratron.
Fig. 4.8 – Energie moyenne et stabilité rms en fonction de la tension du thyratron.
L’énergie augmente avec la tension du thyratron et pour les faibles fréquences d’impulsions. De
plus cette énergie est plus stable pour les fortes tensions et les faibles fréquences. Cependant, nous
n’avons jamais pu atteindre les énergies données par le fournisseur, elles sont restées inférieures
à 10 mJ. De plus, l’utilisation de fréquences d’impulsions faibles nécessite, à nombre d’impulsions
constant, des temps d’exposition beaucoup plus longs. Or, il n’est pas favorable d’avoir des temps
d’exposition longs car l’effet des vibrations sur le contraste des franges peut devenir très gênant.
De plus, les résines utilisées étant très sensibles aux amines de l’air, des temps d’exposition longs
favorisent la contamination des résines par ces amines ce qui peut dégrader très nettement les profils
des motifs (profils en T). C’est pourquoi nous avons choisi de fonctionner à une fréquence de 200
Hz et une tension de 16 kV. Dans ces conditions, les temps d’exposition obtenus expérimentalement
sont typiquement de l’ordre de 5 s. Nous avons également mesuré l’énergie et la stabilité en fonction
du temps de chauffe (figure 4.9).
L’énergie augmente rapidement pendant les quelques minutes après allumage et diminue ensuite,
II Description et caractérisation du montage interférométrique
800
50
2800 Torr
2600 Torr
700
40
Stabilité rms (%)
Energie (µJ)
2800 Torr
2600 Torr
45
600
500
400
300
200
35
30
25
20
15
100
0
79
10
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
Temps (min)
(a) Energie moyenne en fonction du temps de chauffe.
5
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
Temps (min)
(b) Stabilité rms en fonction du temps de chauffe.
Fig. 4.9 – Energie moyenne et stabilité rms à une fréquence d’impulsion de 200Hz et une tension
du thyratron de 16 kV en fonction de temps de chauffe.
après stabilisation, ce qui correspond à la consommation du gaz de la cavité. La stabilité reste
constante après un temps de chauffe de l’ordre de 20 minutes. C’est pourquoi nous avons fait fonctionner le laser en continu afin de mieux contrôler l’énergie pendant l’exposition. Le temps d’exposition est contrôlé par l’ouverture d’un obturateur. L’énergie moyenne est mesurée avant exposition.
Le temps d’ouverture est choisi en fonction de l’énergie totale voulue. Dans ces conditions, il est
possible de contrôler l’énergie d’exposition à environ 5 % près. Les valeurs d’énergie sur le graphe
(a) sont données en µJ car le détecteur mesure une partie de l’énergie du faisceau. Cette mesure
est proportionnelle à la valeur réelle. Les mesures ont été faites à deux pressions différentes, 2600 et
2800 Torr. Mettre la cavité en surpression par rapport aux spécifications données par le fournisseur
permet ainsi d’augmenter l’énergie moyenne en sortie du laser. Nous fonctionnerons donc par la
suite à des pressions supérieures à 2600 Torr.
De manière générale, nous avons pu remarquer que l’énergie était systématiquement inférieure aux
spécifications données par le fournisseur et étaient très instables dans le temps. Nous avons pu remédier ponctuellement à ce problème soit par des purges prolongées à l’hélium ou par le changement
des miroirs de la cavité, leur traitement anti-réfléchissant étant très vite endommagé par le flux du
laser.
Finalement, les paramètres de cohérence du laser étant très importants dans l’évaluation de la profondeur de champ, il est intéressant de pouvoir mesurer les cohérences spatiale et temporelle de
la source. Nous verrons au paragraphe C.2.2 que la cohérence spatiale a été évaluée par mesure
de la divergence par une méthode d’auto-collimation. Par ailleurs, nous envisageons de mesurer la
cohérence temporelle en montant un interféromètre de Michelson à la sortie de la source.
B
Les réseaux
Etant donné la difficulté de réalisation des réseaux de diffraction (cf paragraphe I), nous avons utilisé
des réseaux disponibles dans le commerce. Les réseaux de période 600 nm ont été fabriqués par la
société Photronics et les réseaux de période inférieure à 300 nm ont été fabriqués par la société
Ibsen Photonics. La première configuration 600/600 nm visant à l’impression de lignes de période
300 nm sera appelée par la suite « photronics » et les deux autres seront appelées « Ibsen1 »
80
Réalisation et caractérisation du montage interférométrique
pour la configuration 300/210 nm et « Ibsen2 » pour la configuration 220/210 nm. Les réseaux
ont été fabriqués par lithographie à faisceau d’électrons (Photronics) ou par holographie (Ibsen)
puis transfert par gravure plasma sur des substrats de quartz de 2 mm d’épaisseur. L’efficacité de
diffraction à 193 nm des réseaux Ibsen est contrôlée en temps réel pendant l’étape de gravure. C’est
le contrôle de ce paramètre qui détermine la profondeur de gravure des réseaux. Cette méthode
est particulièrement adaptée à notre application puisque c’est effectivement l’efficacité qui nous
intéresse ici. Les réseaux ont finalement été découpés pour atteindre la dimension de 20 × 40 mm2
afin de rentrer dans le support mécanique.
Les trois configurations sont présentées sur la figure 4.10 :
600
+1
220
-1
300
600
600
+1
-1
210
210
+1
-1
210
0 -1 -2
210
+2 +1 0
0
Photronics
-1
-2
+2
Ibsen1
+1 0
0 -1
-2
+2
+1 0
Ibsen2
Fig. 4.10 – Schématisation des trois configurations de l’interféromètre : Photronics (600/600nm),
Ibsen1 (300/210 nm) et Ibsen2 (220/210 nm).
B.1
Planéité et parallélisme des substrats
Comme nous l’avons vu dans le chapitre précédent, la planéité et le parallélisme des substrats de
silice sont des paramètres très importants car ils jouent sur la profondeur de champ du système. Ces
grandeurs ont été mesurées avec un interféromètre de Fizeau ZYGO. Cet instrument est constitué
d’une source laser hélium néon à 633 nm, d’un condenseur qui forme un faisceau de rayons parallèles
et d’un plan étalon proche du substrat à mesurer pour éviter toute instabilité et perturbation. Le
condenseur focalise la lumière réfléchie par les deux surfaces au niveau de l’écran d’observation.
L’interférogramme obtenu par l’interférence des deux faisceaux permet de qualifier et quantifier la
planéité de la face mesurée par rapport au plan étalon ou le parallélisme des deux faces. Le plan
étalon présente une planéité de l’ordre de λ/20 à 633 nm de sorte que l’interférogramme représente
la planéité de la face à caractériser. La figure 4.11 donne un exemple d’interférogramme obtenu
lors de la mesure de planéité de la face supérieure du réseau de période 210 nm de la configuration
300/210 nm.
Fig. 4.11 – Interférogramme obtenu par interférométrie de Fizeau pour mesurer la planéité de la
face supérieure du réseau de période 210 nm de la configuration 300/210 nm.
Nous observons quatre franges sur la surface utile centrale rectangulaire de 10 × 40 mm2 . La répar-
II Description et caractérisation du montage interférométrique
81
tition d’intensité du système de franges créées dans la lame et entre la lame et l’étalon est donnée
par :
2πne
I0
)
(4.3)
I = (1 + cos
2
λ
Où n est l’indice de l’air ou de la lame, e est l’épaisseur d’air entre les deux lames ou l’écart entre
les deux faces et λ est la longueur d’onde d’illumination.
Une frange indique donc une variation de e d’une valeur λ/2 (ou λ/2n). Le nombre de franges visibles donne la variation totale de e sur toute la longueur du substrat. La planéité de chaque face du
substrat à caractériser est donnée par le nombre de franges observées sur la surface utile multiplié
par λ/2. Cela donne la valeur « crête-à-crête »14 . Le parallélisme est quant à lui égal à (N. λ2 )/L où
N est le nombre de franges et L la longueur de la surface à caractériser.
L’ensemble des réseaux utilisés dans chaque configuration du montage interférométrique a été caractérisé par cette méthode et les valeurs de parallélisme et planéité de chaque face sont résumées
dans le tableau 4.5 (la face supérieure est la face structurée du réseau de diffraction ; c’est celle qui
reçoit le flux laser en premier).
Photronics
Ibsen1
Ibsen2
Période
(nm)
600
600
220
210
300
210
Surface
(mm2 )
0, 5 × 0, 5
0, 5 × 0, 5
10 × 10
10 × 40
10 × 10
10 × 40
Planéité face
supérieure (µm)
≤ 0, 16
0,63
≤ 0, 32
0,32
2,53
3,16
Planéité face
inférieure (µm)
≤ 0, 16
0,63
≤ 0, 32
0,32
0,32
0,32
Parallélisme
(mrad)
0,04
0,016
0,008
0,3
0,3
4
Tab. 4.5 – Parallélisme et planéité de chaque face des réseaux utilisés dans chaque configuration du
montage interférométrique.
Les réseaux ont une planéité et un parallélisme relativement bons excepté le réseau de période 210 nm
de la configuration Ibsen2. C’est pourquoi nous avons choisi d’utiliser pour les deux configurations
Ibsen le premier réseau de période 210 nm (voir schéma des trois configurations sur la figure 4.10).
B.2
Profils et efficacité de diffraction
Comme nous l’avons vu dans le chapitre précédent, la période des réseaux, le rapport cyclique (rapport de la largeur de ligne sur la période) et la hauteur des lignes jouent beaucoup sur l’efficacité
de diffraction des réseaux. Nous avons donc cherché à mesurer ces paramètres afin d’estimer la
transmission totale du système.
La période des réseaux Photronics a été mesurée à l’aide d’un goniomètre et d’un laser à 351 nm.
Par la mesure de l’angle de diffraction, nous pouvons en déduire le pas du réseau. La période mesurée est de 601, 4 ± 0, 3 nm. Cette méthode est très précise car elle permet d’obtenir une précision
angulaire de 0,02˚mais ne peut être utilisée pour des réseaux de période inférieure à la longueur
14
La valeur crête-à-crête indique seulement les écarts extrêmes entre les creux et les bosses de la surface mesurée.
Un substrat peut donc disposer d’une valeur crête-à-crête importante, qui ne s’intéresse qu’à deux points de la surface
et pourtant avoir une planéité excellente. Les fournisseurs donne souvent uniquement la valeur crête-à-crête. Pour
mesurer les déformations moyennes sur toute la surface, il faut mesurer la valeur Root Mean Square (RMS) qui
indique une valeur efficace des défauts de la surface.
82
Réalisation et caractérisation du montage interférométrique
d’onde du laser, ici 351 nm. Les réseaux Ibsen ne peuvent donc être caractérisés par cette méthode.
Nous sommes actuellement en cours d’adaptation d’un système goniométrique sur le banc interférométrique pour faire cette mesure à 193 nm dans le but de déterminer précisément la période des
réseaux Ibsen.
Les réseaux Ibsen1 et Ibsen2 ont été caractérisés par scattérométrie (cf annexe C pour une description détaillée de cette technique). Les mesures ont été faites à trois angles : 60, 65 et 70˚. Les valeurs
des périodes, largeur et hauteur des lignes sont résumées dans le tableau 4.6 (ces valeurs sont obtenues à quelques % près). De plus, ces mesures nous ont permis de vérifier que les périodes étaient
conformes à celles annoncées par le fournisseur. Les réseaux Photronics n’ont pu être caractérisés
par scattérométrie car étant de surface 500 × 500 µm2 , il n’est pas possible de focaliser le faisceau
ellipsométrique sur une si petite surface. Les largeur et hauteur des lignes des réseaux Photronics ont
été mesurées en transférant les motifs du réseau par nanoimpression dans une résine. L’observation
et la mesure à partir d’images MEB d’une coupe transverse de ces lignes nous a permis d’en déduire
ces paramètres. Ceux-ci sont résumés dans le tableau 4.6. D’autre part, nous nous sommes servi de
ces valeurs pour estimer les efficacités de diffraction de ces réseaux à l’aide de la méthode de calcul
électromagnétique rigoureux utilisée dans le chapitre précédent. Elle fait l’hypothèse d’un profil de
lignes rectangulaire.
Photronics-1
Photronics-2
Ibsen1-300
Ibsen1-210
Ibsen2-220
Ibsen2-210
Période (nm)
600
600
300
210
220
210
Largeur (nm)
250
250
108
105
82
112
Rapport cyclique
0,42
0,42
0,36
0,5
0,43
0,53
Hauteur (nm)
140
140
193
173
154
171
Efficacité s (%)
35
2
44
23
40
37
Tab. 4.6 – Caractéristiques géométriques et efficacités de diffraction calculées des réseaux du montage interférométrique.
Les valeurs mesurées et calculées ici sont conformes aux valeurs données par le fournisseur.
C
Le montage
Le dispositif expérimental comprenant le montage interférométrique ainsi que son environnement
optique est schématisé sur la figure 4.12. Dans cette partie, nous décrivons l’ensemble du système
et détaillons les réglages permettant de contrôler les paramètres d’exposition et ceux jouant sur
l’achromaticité du système, comme nous l’avons développé dans le chapitre précédent.
C.1
C.1.1
Contrôle des paramètres d’exposition
La polarisation
La source ArF n’étant pas polarisée, nous avons placé un polariseur de type Wollaston15 en sortie
du laser. En effet, comme nous le démontrerons et vérifierons par la suite (cf chapitre 5), l’état de
15
Un polariseur de type Wollaston est fait avec un prisme de quartz. La biréfringence de ce matériau permet de
contrôler la polarisation en sortie du prisme en créant deux faisceaux faiblement divergents de polarisations orthogonales entre elles. Il fait partie des polariseurs par séparation de faisceau par opposition aux polariseurs par absorption
qui absorbent la polarisation non désirée.
II Description et caractérisation du montage interférométrique
83
Miroirs
Expanseur
de faisceau
polariseur
Obturateur
électronique
s
p
Rotation d’une
lame λ/2
Diaphragme de champ
Contrôle de
l’énergie en
sortie laser
Fluide
Support réseaux
Table anti-vibrations
Plaquette Si
Fig. 4.12 – Schéma du montage interférométrique.
84
Réalisation et caractérisation du montage interférométrique
polarisation de la lumière participant à la formation de franges d’interférence joue sur le contraste
de ces franges à haute ouverture numérique. Le meilleur contraste est obtenu en polarisation s, il est
donc primordial de polariser la lumière incidente sur l’interféromètre. Une lame demi onde16 permet
de contrôler cet état de polarisation. Elle transforme une polarisation linéaire en une polarisation
linéaire de direction symétrique par rapport à l’axe optique de la lame. La rotation de cette lame
permet de faire varier l’état de polarisation entre s et p. Les réglages sont détaillés en annexe A et
l’état de polarisation de la lumière le long de l’axe optique est représenté sur la figure 4.12.
C.1.2
La dose d’insolation
Un obturateur électronique est placé en sortie du laser pour contrôler le temps d’exposition. Le
contrôle de l’énergie cumulée lors d’une exposition par un obturateur permet de faire laser en
continu la source ce qui assure une meilleure stabilité en énergie et un contrôle plus précis de
l’énergie incidente sur la résine. La dose d’exposition exprime la quantité d’énergie du faisceau
lumineux arrivant sur la résine par unité de surface de résine exposée en mJ/cm2 . Dans notre
cas, il est plus aisé d’évaluer l’énergie cumulée pendant le temps d’ouverture de l’obturateur au
niveau du détecteur pour la polarisation p déviée par le polariseur (cf figure 4.12). Cette dose est
proportionnelle à l’énergie incidente sur la résine ; elle permet donc de servir de référence pour notre
procédé mais n’est pas la même que les valeurs de doses requises pour un procédé de lithographie
classique, c’est-à-dire sur un scanner. Afin de retrouver des valeurs de dose connues, il suffit de
calibrer une résine de référence avec notre procédé.
C.2
C.2.1
Contrôle des paramètres d’achromaticité
Parallélisme des réseaux
Un support mécanique a été conçu et monté pour permettre l’assemblage des deux réseaux. L’ensemble des pièces et le détail du montage est schématisé sur la figure 4.13.
(a) Vue éclatée.
(b) Vue assemblée.
Fig. 4.13 – Vue éclatée et assemblée de l’interféromètre. La pièce violette permet de contrôler
l’espace d’air entre les deux réseaux de diffraction.
Une lame de verre, opaque à 193 nm, est insérée au centre du substrat inférieur pour bloquer l’ordre 0
16
Une lame demi onde est un composant optique qui introduit un déphasage de π/2 entre les composantes s et
p de l’onde qui la traverse. Elle permet donc de changer l’état de polarisation de cette onde. Chaque composante
ne se propagera pas à la même vitesse selon qu’elle est parallèle ou perpendiculaire à cet axe, d’où le déphasage.
Contrairement à un polariseur, l’état de polarisation en sortie de la lame dépend de l’état de polarisation en entrée.
Le déphasage dépendra de l’épaisseur de la lame, du matériau utilisé et de la longueur d’onde de la lumière.
II Description et caractérisation du montage interférométrique
85
émis par le premier réseau (s’il est présent, il y a un fond continu qui brouille le contraste des franges).
Comme nous l’avons vu au chapitre précédent, le parallélisme des réseaux de l’interféromètre est un
paramètre important car il joue sur la profondeur de champ du système. Un support trait-point-plan
permet de régler ce parallélisme et d’ajuster l’écartement des réseaux sur une distance de l’ordre
du millimètre. Le parallélisme est contrôlé avec un interféromètre de Fizeau simplifié et monté à
demeure. Il a été schématisé sur la figure 4.14.
é cr
an
Laser He-Ne
Fig. 4.14 – Interféromètre de Fizeau.
Le faisceau d’un laser hélium néon est collimaté et envoyé sur l’interféromètre. Il est partiellement
réfléchi par chaque lame de silice supportant les réseaux. Ces deux faisceaux réfléchis forment un
système de franges d’interférences que nous observons sur un écran. La teinte plate obtenue en
jouant sur l’inclinaison d’un réseau par rapport à l’autre définit le bon parallélisme des réseaux.
C.2.2
Divergence du faisceau
Un expanseur de faisceau de grandissement 5X est placé sur l’axe optique pour réduire la divergence
du faisceau et augmenter sa cohérence spatiale. Il est constitué de deux lentilles montées en système
afocal, c’est-à-dire que l’on fait coı̈ncider le foyer image de la première lentille avec le foyer objet de la
seconde (cf figure 4.15). Cela permet d’agrandir le diamètre du faisceau émergent d’un grandissement
égal à f2 /f1′ où f2 est la focale objet de la deuxième lentille et f1′ la focale image de la première
lentille. La divergence est ici diminuée d’un facteur cinq.
f’
f
L
L
Fig. 4.15 – Expanseur de faisceau
C.2.3
Incidence du faisceau sur l’interféromètre
Tout comme le parallélisme, le réglage de la perpendicularité du faisceau sur le montage est important car joue sur la profondeur de champ. Il est fait par auto-collimation comme schématisé sur
la figure 4.16. Le faisceau est diaphragmé par un trou de diamètre 2 mm placé avant l’expanseur
de faisceau qui collimate la lumière. Le faisceau est alors réfléchi par la première lame de silice. Il
fait le chemin inverse et vient s’imager à côté du trou si le système n’est pas auto-collimaté. Le
réglage se fait en faisant coı̈ncider le faisceau avec le trou en jouant sur l’orientation des miroirs
86
Réalisation et caractérisation du montage interférométrique
Fig. 4.16 – Auto collimation du faisceau sur l’interféromètre.
supérieurs. Nous avons pu évaluer la divergence du faisceau ainsi que l’angle d’incidence du faisceau
sur le premier réseau en analysant le faisceau dans le plan focal d’une lentille de focale f = 260 mm.
La divergence du faisceau, ∆θ, est donnée par :
∆θ =
r
f
(4.4)
Où r est le diamètre de la tâche dans le plan focal.
L’erreur sur l’alignement de la perpendicularité donnant l’angle d’incidence maximal, θ0 , est due à
la taille du trou, d = 2 mm. Nous mesurons l’effet d’un décalage par rapport au trou, dx = 5 mm,
dans le plan focal de la lentille. La mesure de la translation du centre de la tâche dans le plan focal
donne ∆x = 185 µm. Ainsi, l’angle d’incidence maximal est donné par :
θ0 =
∆x d
·
f dx
(4.5)
Nous avons donc estimé que la divergence du faisceau est inférieure à 0,1 mrad et que l’angle
d’incidence que fait le faisceau sur le premier réseau est inférieur à 0,3 mrad.
Cette estimation de la divergence nous permet d’en déduire que la cohérence spatiale est au minimum
égale à 1930 µm, soit presque quatre fois plus que la valeur donnée par le fournisseur. Cela est
principalement dû à l’expanseur de faisceau. Nous verrons par la suite l’influence de cette cohérence
sur la profondeur de champ estimée.
C.3
C.3.1
Distribution d’eau
Cellule d’immersion
Une cellule d’immersion a été dessinée et conçue pour maintenir le fluide d’immersion dans l’espace
entre le réseau inférieur et la plaquette pendant les déplacements de la plaquette. Lorsque cet
espace est inférieur à 3 mm, les forces capillaires exercées par l’eau maintiennent le ménisque lors
des déplacements mais au-delà une cuvette est nécessaire. Dans notre configuration, la géométrie
impose une distance de travail variant de 1 à 24 mm selon la paire de réseaux choisie. La figure
4.17 montre un schéma de la cellule d’immersion. Elle est fixée au support du réseau inférieur par
l’intermédiaire de l’anneau en inox. Le contact avec la surface de la plaquette est faite avec une lèvre
d’étanchéité. Cette cuvette a été conçue de telle sorte que la partie du ménisque d’eau en contact
II Description et caractérisation du montage interférométrique
87
Fig. 4.17 – Schéma de la cellule d’immersion.
avec le réseau peut être « aplatie » pour permettre des variations de focalisation. Quatre cuvettes
ont été réalisées permettant des distances de travail entre 5 et 24 mm. Le tableau 4.7 résume les
différentes configurations disponibles ainsi que le domaine de variation de cette distance afin d’avoir
une plus grande latitude de focalisation.
Distance de travail (mm)
24
9,5
7
5
Distance min. (mm)
22,5
8,5
6,5
4,5
Distance max. (mm)
26
12
9
6
Tab. 4.7 – Caractéristiques des différentes cuvettes d’immersion.
C.3.2
Système de préparation et distribution d’eau
Nous avons dans un premier temps utilisé de l’eau comme fluide d’immersion. Afin de contrôler
les propriétés optiques de ce milieu d’imagerie, il est nécessaire d’utiliser de l’eau ultra pure filtrée,
dégazée et thermostatée. En effet, les espèces organiques dissoutes dans l’eau font varier son indice de
réfraction. De plus, cet indice varie avec la température, il faut donc pouvoir contrôler la température
[132]. Le filtrage de l’eau est également indispensable pour ne pas augmenter son absorption car
celle-ci peut être affectée par les espèces dissoutes susceptibles d’être absorbantes à la longueur
d’onde d’exposition [59]. Afin de contrôler les espèces organiques, inorganiques et gazeuses dissoutes
ainsi que la température, nous avons conçu et monté un système de traitement d’eau. L’ensemble
du système est schématisé sur la figure 4.18. L’eau déionisée est d’abord dégazée sous vide puis
elle passe dans une unité de purification qui enlève les impuretés organiques, ioniques ainsi que les
bactéries et particules. L’eau sort de cette unité avec une résistivité17 de 18,2 M Ω.cm, un taux
de carbone ou TOC18 inférieur à 2 ppb19 et un taux de bactéries très bas. L’eau passe finalement
dans un bain thermostaté qui contrôle la température à ±0, 1°C. Le bain est réglé pour garder la
température de l’eau égale à celle de la pièce pour éviter des changements de température pendant
le transfert de l’eau jusqu’au montage interférométrique et du fait du contact avec l’interféromètre
lui-même. L’eau peut ensuite être récupérée après exposition pour analyse.
17
La résistivité permet d’évaluer le taux d’ions dans la solution
Total Oxidizable Carbone
19
part per billion, c’est-à-dire partie pour milliard. C’est une unité permettant d’exprimer les concentrations. On
utilise généralement des ppb en partie par volume pour les liquides.
18
88
Réalisation et caractérisation du montage interférométrique
# !" #
Fig. 4.18 – Schéma du système de distribution d’eau.
C.4
Contrôle et amortissement actif des vibrations
Le problème du contrôle des vibrations est un point très important dans le cadre de l’interférométrie
et plus généralement pour tout système d’imagerie. Comme nous l’avons développé précédemment,
elles induisent une perte de contraste des franges qui dégrade la qualité de l’image. Dans le cas de
l’interféromètre à double réseau, c’est le déplacement de l’ensemble des deux réseaux par rapport à
la plaquette, c’est-à-dire le déplacement du système de franges, qui peut brouiller les interférences.
Comme nous l’avons vu au chapitre précédent, le contraste est donné par :
c=
√
2π · Re [T F {P (Φ0 (δ))} (ν = 1)]
(4.6)
Où Φ0 est le déphasage introduit par la perturbation δ (variation de θ, λ ou x), P (Φ0 ) est sa densité
de probabilité et TF est la transformée de Fourier. Dans le cas de l’interféromètre achromatique, le
système de franges est décrit par Φ = 4π
Q x, donc une variation de x introduite par des vibrations
peut induire un déphasage Φ0 qui est une variable aléatoire ayant une certaine densité de probabilité. Considérons que le déplacement du système de franges est un bruit gaussien. Sa densité de
probabilité est alors donnée par :
P (Φ0 ) =
1
√
σΦ0 2π
−
·e
Φ0 2
2(σΦ )2
0
(4.7)
Où σΦ0 est la déviation standard de la variable aléatoire Φ0 . Sa transformée de Fourier s’écrit donc :
ν
1
T F {P (Φ0 )} (ν) = √ · e−
2π
Le contraste s’exprime donc par :
2 (σ
Φ0
2
)2
(4.8)
II Description et caractérisation du montage interférométrique
c=
89
√
2π · Re [T F {P (Φ0 (δ))} (ν = 1)]
= e−
(4.9)
(σΦ )2
0
2
Etant donné la relation entre Φ et x, Φ =
Q
4π
4π
Q x,
la déviation standard de la variable aléatoire x
· σΦ0 . Nous pouvons évaluer le contraste en fonction de l’amplitude des
est donnée par σx =
vibrations représentée par la déviation standard σx . Sur la figure 4.19, le contraste a été tracé en
fonction de σx pour différentes ouvertures numériques, NA = 0,32 à 1,2.
1
NA=0,32
NA=0,96
NA=1,2
0.9
0.8
Contraste
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0
0
50
100
σx (nm)
150
200
Fig. 4.19 – Contraste en fonction de la déviation standard de l’amplitude de vibrations x.
Il diminue rapidement quand σx augmente et ce d’autant plus que l’ouverture numérique est grande.
Ainsi, il faut être capable de contrôler l’amplitude de vibrations à 32, 11 et 8 nm près pour NA =
0,32, 0,96 et 1,2 respectivement pour garder un contraste supérieur à 0,8. Les vibrations apparaissent
généralement à des fréquences particulières qui dépendent de leur origine (mouvements du sol ou de
l’air dus à l’activité humaine ou à l’environnement) et des pics de résonance de l’instrument. Nous
avons réalisé des mesures de vibrations et il apparaı̂t des pics de vibrations en l’absence de tout
système anti-vibrationnel. Cependant, les appareils de mesure utilisés ne permettent pas de mesurer
des amplitudes de vibrations en-dessous de la centaine de nanomètres. Constatant expérimentalement un mauvais contraste de franges, nous avons monté l’ensemble {porte-substrat-réseaux}
sur une table anti-vibrations permettant de l’isoler des sources de vibrations (laser, salle blanche,
mouvements humains. . . ). La figure 4.20 montre des réseaux de lignes imprimées dans une résine
à 193 nm classique à une ouverture numérique 0,32 avec notre montage interférométrique dans
différentes configurations de vibrations. La première configuration est dépourvue de tout système
anti-vibrations et la perte de contraste induite par les vibrations se traduit par une forte rugosité.
La deuxième image montre le cas d’une lithographie dite « posée » : le montage interférométrique
est directement posé sur la résine. Ce type de montage permet de rendre solidaire le réseau du
détecteur (la résine) et empêche ainsi les mouvements relatifs entre les deux éléments. Le résultat
90
Réalisation et caractérisation du montage interférométrique
(a) Pas de contrôle de vibrations.
(b) Lithographie « posée ».
Fig. 4.20 – Lignes de période 300 nm obtenues dans différentes configurations de vibrations.
de cette expérience montre des profils droits ce qui indique un très bon contraste. Nous avons par
la suite utilisé une table anti-vibrations. Comme nous le verrons dans le chapitre suivant montrant
les résultats expérimentaux, les lignes obtenues sont également très contrastées ; cela montre l’efficacité de la table pour isoler le montage des vibrations extérieures. De plus, nous avons observé que
les images à ouverture numérique 1,2 étaient également contrastées ce qui indique que ce système
permet de contrôler les vibrations d’amplitude inférieures à 8 nm.
La figure 4.21 montre une photo de l’ensemble du montage expérimental comprenant tous les éléments décrits et caractérisés dans ce paragraphe. La partie comprenant le cœur de l’interféromètre,
c’est-à-dire les deux réseaux montés dans leur support, a été zoomée.
Conclusion
Nous nous sommes intéressés ici à la fabrication des principaux composants du montage : les réseaux
de diffraction. Un procédé de fabrication a été développé et caractérisé. L’interféromètre a ensuite
été monté et les différents éléments optiques et mécaniques ont été caractérisés. Finalement, nous
avons pu évaluer les paramètres entrant dans le calcul de la profondeur de champ du système
développé au chapitre précédent. Les valeurs de DOF ainsi que la transmission du système (rapport
de l’énergie incidente sur le système par l’énergie émergente du système) dépendant de l’efficacité de
diffraction des réseaux, de la polarisation de la lumière incidente ainsi que de l’ouverture numérique
considérée ont été évaluées avec les valeurs de cohérence spatiale, les planéité et parallélisme et les
caractéristiques des réseaux mesurées. Ces valeurs sont résumées dans le tableau 4.8. Il est en effet
très important de pouvoir prévoir cette transmission car cela détermine la dose d’insolation.
NA
DOF (µm)
Transmission en s (%)
Transmission en p (%)
0,32
(sec)
1420
0,32
(immersion)
2090
0,3
0,7
0,96
(sec)
139
0,96
(immersion)
531
10,4
1,4
1,2
(immersion)
317
14,9
1,8
Tab. 4.8 – Paramètres de profondeur de champ et de transmission des différentes configurations de
l’interféromètre achromatique.
II Description et caractérisation du montage interférométrique
Fizeau
ArF laser
Table Anti-vibration
Fig. 4.21 – Montage expérimental.
91
92
Réalisation et caractérisation du montage interférométrique
Les valeurs de profondeur de champ sont beaucoup plus grandes que celles prévues par la théorie qui
sont résumées dans le tableau 3.2 ; la cohérence spatiale mesurée après l’expanseur est supérieure à
celle donnée par le fournisseur ce qui relâche des contraintes sur le système en terme de profondeur de
champ. De plus, la transmission du système est globalement supérieure à celle prévue théoriquement
(cf tableau 3.4) quelque soit la polarisation et la configuration considérée. Seule la configuration
« Photronics » a une transmission mesurée inférieure à la transmission théorique. Cela est dû au
fait que le procédé n’est pas optimisé pour obtenir les efficacités de diffraction optimales. Finalement,
le système est globalement plus performant en terme de profondeur de champ et de transmission
que ce que nous avions prévu par la théorie.
Chapitre 5
Etude de l’imagerie à haute ouverture
numérique
Introduction
Ce chapitre est consacré à la validation expérimentale du travail de conception et caractérisation
fait dans les deux chapitres précédents. Nous décrivons la procédure expérimentale du procédé
lithographique et nous montrons la robustesse du montage par l’impression de lignes contrastées
de période 80 nm. Après cette démonstration de résolution en immersion, nous nous focalisons sur
les aspects optiques de la technique et en particulier nous montrons l’effet de la polarisation de la
lumière sur la qualité des franges à haute ouverture numérique.
I Etude de la résolution
95
I
Etude de la résolution
A
Procédure expérimentale
A.1
Les matériaux de l’empilement lithographique
Tous les résultats expérimentaux présentés dans cette thèse ont été obtenus avec un empilement
lithographique de type couche barrière/résine/BARC (cf chapitre 1 pour une description détaillée
du rôle et des caractéristiques de chaque couche). Tous les matériaux de l’empilement ont été fournis
pour la société Rohm&Haas, ils sont résumés dans le tableau 5.1.
Couche barrière
Résine
BARC
Empilement 1
XP1029-38 nm
XP1020B-190 nm
AR40-80 nm
Empilement 2
XP5136-51 nm
XP4946A-71 nm
AR40-80 nm
Empilement 3
XP6788A-90 nm
XP5347E-70 nm
AR40-36 nm
Tab. 5.1 – Matériaux de l’empilement lithographique.
Différents empilements ont été utilisés car les performances des matériaux lithographiques ont été
améliorées au cours de ces trois ans de travail. De manière générale, les nouvelles formulations sont
développées pour améliorer les performances en terme de résolution, rugosité, défectivité et fenêtre
de procédé. Ces résines sont toutes de type méthacrylate et dédiées à des applications Ligne/Espace
pour la grille du transistor mais la XP4946A est plus performante que la XP1020B. Elle est plus
hydrophobe et a été conçue dans le but de diminuer la rugosité des motifs et le taux de défauts. Par
ailleurs, la formulation XP5347E est dédiée pour le nœud 45 nm ; elle a un taux de leaching 10 fois
inférieur à la XP4946A et permet de diminuer la rugosité de l’ordre de 1 nm. Elle est finalement
plus performante en terme de latitude d’exposition et de profondeur de champ (mesurées sur un
scanner). Tous les empilements comportent une couche barrière car l’environnement des plaques est
potentiellement très contaminé et les temps d’exposition peuvent être très longs ce qui favorise la
contamination de la résine par les amines de l’air.
Tous les matériaux ont été déposés sur des plaquettes de 200 mm de diamètre avec une piste
d’étalement automatisée TEL assurant une bonne uniformité sur toute la plaquette de l’ordre de 2
%. Les épaisseurs de BARC sont optimisées pour que la réflectivité de l’empilement silicium/BARC
soit minimisée à l’angle d’incidence considéré. D’autre part, les épaisseurs de résine sont optimisées
en fonction des dimensions visées pour éviter le phénomène de pattern collapse1 . Après exposition,
les plaquettes ont toutes subi une étape de PEB2 , de développement et de rinçage suivant un procédé
précis donné par le fournisseur3.
A.2
Outils de caractérisation et métrologie
Les outils de caractérisation et métrologie utilisés dans le travail expérimental et cités dans ce
manuscrit sont décrits en annexe C.
1
Lorsque le rapport d’aspect des motifs (rapport de la hauteur sur la largeur du motif) est trop élevé, ceux-ci
peuvent subir un phénomène d’effondrement des lignes dit « pattern collapse »
2
Post-Exposure Bake
3
Typiquement, le PEB est de l’ordre de 95˚C pendant 90 s et les temps de développement et rinçage sont de 60 s
et 20 s respectivement. Ils sont cependant optimisés pour chaque empilement.
96
B
B.1
Etude de l’imagerie à haute ouverture numérique
Résultats expérimentaux
Impression de lignes périodiques
Nous présentons les résultats expérimentaux obtenus avec le montage interférométrique que nous
avons conçu, monté et caractérisé dans les chapitres précédents. Les trois configurations permettant
d’atteindre des ouvertures numériques effectives de 0,32, 0,96 et 1,2 ont été montées et validées. Les
résultats sont illustrés par les photos MEB de la figure 5.1.
(a) Période 300 nm (empilement
XP1029 38nm/ XP1020B 190nm/
AR40 80nm).
(b) Période 100 nm (empilement
XP1029 38nm/ XP1020B 90nm/
AR40 80nm).
(c) Période 80 nm (empilement
XP5136 51nm/ XP4946A 71nm/
AR40 36nm).
Fig. 5.1 – Lignes denses en résine obtenues par lithographie interférométrique à immersion à l’eau
en polarisation s.
Nous présentons l’impression de réseaux de lignes de période 300 nm, 100 et 80 nm sur les figures
5.1 (a), (b) et (c) respectivement avec l’interféromètre achromatique à double réseau en polarisation
s. Pour les résultats montrés ici, la dose a été optimisée pour avoir des motifs denses ligne = espace.
Ces motifs ont des profils droits, sont très bien définis et ce sur une très grande surface supérieure à
environ 90 % du champ d’exposition. De plus, un très faible taux de défauts a été observé sur toute
la surface d’impression. La grande qualité d’impression est une bonne indication du fort contraste
des franges. En effet, comme nous le verrons par la suite dans le cas de l’étude de l’influence de la
polarisation à haute ouverture numérique, un faible contraste optique a pour effet d’augmenter la
pente et la rugosité des lignes. L’ensemble du système a été compacté au maximum et l’utilisation
d’une table anti-vibrations performante a permis d’imprimer des réseaux de lignes très contrastées
et même à très haute ouverture numérique 1,2.
Par ailleurs, nous pouvons voir sur ces photos MEB que la rugosité des motifs augmente lorsque
la dimension des motifs diminue. Ce phénomène est aujourd’hui bien connu pour les résines à
amplification chimique [133]. Cela fait l’objet de nombreux travaux et ceci d’autant plus avec le
développement de la lithographie à immersion qui promet de nettes améliorations de la résolution
mais nécessite le développement de résine « haute résolution ». Cette problématique ne fait pas
l’objet d’une étude particulière dans le cadre de cette thèse mais il est important de la mentionner
car cela deviendra probablement un des points bloquants à regarder dans un futur proche en parallèle
de l’amélioration de la résolution.
Les résultats obtenus et montrés sur la figure 5.1 démontrent les bénéfices de l’immersion sur la
résolution. En effet, les résolutions de 300 et 100 nm de période peuvent être obtenues à sec mais la
résolution limite avec de l’air comme fluide d’imagerie est obtenue à ouverture numérique 1, c’està-dire pour une période de 96,5 nm. L’utilisation d’un fluide d’indice supérieur à celui de l’air, ici
l’eau d’indice 1,43 à 193 nm, permet d’imprimer des réseaux de période 80 nm.
I Etude de la résolution
97
Ces résolutions ont été imprimées sur des champs de surface particulièrement grande, de l’ordre de
5 × 5 mm2 . La figure 5.2 montre un exemple de champ d’exposition obtenu avec l’interféromètre.
Sur cette photo, la paquette a été clivée pour les besoins de l’observation, c’est pourquoi le champ
ne fait ici que 1 × 4 mm2 . De plus, le grandissement du MEB ne permet pas d’observer le champ
dans sa totalité. Cependant, nous observons bien sur cette figure que le champ est très homogène.
Fig. 5.2 – Champ d’exposition.
Cette démonstration de résolution place ces résultats au niveau de l’état de l’art international
(voir le bilan de l’état de l’art de la lithographie interférométrique à immersion au chapitre 3). De
plus, c’est la première fois que ce type de montage achromatique à double réseau est utilisé en
configuration immersion et permet d’atteindre des périodes sub-100 nm. Les résultats présentés ici
montrent l’originalité de ce travail.
Remarque : les valeurs de profondeur de champ estimées dans le chapitre précédent n’ont pu être
vérifiées expérimentalement. En effet, dans le cas des petits réseaux de surface 500 × 500 µm2 , la
hauteur du cône d’interférences (zone de croisement des deux bras où il y a interférence) est inférieure
à la DOF prévue. Dans cette zone, nous avons pu vérifier que le contraste ne changeait pas. Dans
les configurations « immergées », la hauteur de la cuvette de fluide étant fixe, la profondeur de
champ n’a pas pu être mesurée. De manière générale, nous n’avons pas constaté de dégradation de
contraste après réglage de la focalisation par superposition des ordres d’interférence. Nous pouvons
donc uniquement conclure que la profondeur de champ était suffisante pour imprimer des lignes
contrastées dans tous les cas de figure après avoir suivi la procédure d’alignement adaptée.
B.2
Impression de trous périodiques
Nous avons expérimenté l’impression de trous denses par double exposition orthogonale avec l’interféromètre à immersion à double réseau. Cela a été réalisé par rotation de 90˚de la plaquette et
double exposition. La figure 5.3 montre des trous de diamètre 50 nm. Ce résultat peut être utilisé
pour l’étude de la lithographie de trous de contact. C’est un résultat très encourageant car correspond aux dimensions visées par la feuille de route ITRS pour le nœud 45 nm en 2010. De plus, ce
résultat est unique car il n’est pour l’instant possible d’atteindre ces dimensions avec aucun autre
outil de lithographie à la longueur d’onde 193 nm. Bien que réalisés avec une résine formulée pour
l’impression de lignes, les trous sont imprimés sur une grande surface de l’ordre de 5 × 5 mm2 . Une
étude est en cours pour tester une résine formulée pour l’impression de trous de contact qui devrait
améliorer leur circularité. De plus, nous travaillons actuellement sur la fabrication d’un système
interférométrique à 4 ondes dans le but d’imprimer des trous par simple exposition (diffraction au
premier niveau dans deux directions orthogonales et recombinaison par quatre réseaux).
98
Etude de l’imagerie à haute ouverture numérique
Fig. 5.3 – Trous de diamètre 50 nm imprimés par double exposition avec l’interféromètre à immersion à double réseau (empilement AR40 80nm/ XP1020B 90nm/ XP1029 38nm).
C
Contraste et latitude d’exposition
Nous avons ici cherché à estimer le contraste des franges d’interférence obtenues par lithographie
interférométrique. Par analogie avec la lithographie optique par projection, nous avons évalué la
latitude d’exposition. Elle représente le domaine de variation en énergie d’exposition (ou dose) sur
lequel le CD4 reste dans les spécifications et est exprimée en pourcentage de la dose nominale. Dans
le cadre de la lithographie par projection, elle englobe la contribution de tous les paramètres rendant
le procédé plus difficile à contrôler mais dans le cas simplifié de la lithographie interférométrique,
elle dépend uniquement du contraste de l’outil et du contraste de la résine (cf chapitre 1 pour
la définition du contraste). Comme nous l’avons vu précédemment (cf chapitre 3), le contraste de
l’outil dépend principalement de son niveau de vibration, des paramètres de la source (cohérence
et polarisation) et de l’équilibre de l’intensité des bras de l’interféromètre. La figure 5.4 montre
des réseaux de ligne de période 80 nm à différents CD obtenus avec différentes doses d’insolation.
Les CD ont été mesurés avec le logiciel SuMMIT à partir des photos MEB (cf annexe C pour une
description des outils de métrologie). La latitude d’exposition a été évaluée pour les motifs les plus
petits, c’est-à-dire de période 80 nm, car ils sont plus sensibles aux pertes de contraste.
(a) CD = 48 nm.
(b) CD = 40 nm.
(c) CD = 37 nm.
Fig. 5.4 – Réseaux de lignes de période 80 nm à différents CD obtenus à différentes doses par
lithographie interférométrique à immersion à l’eau en polarisation s.
Sur la figure 5.5, le CD des réseaux de période 80 nm mesuré par scattérométrie a été tracé en
fonction de la dose d’exposition en unités arbitraires. Nous pouvons remarquer sur ce graphique
que la variation de CD en fonction de la dose est linéaire. Le comportement est le même avec les
mesures faites avec le logiciel SuMMIT à partir de photos MEB. La faible pente de cette droite
4
Critical Dimension : c’est la largeur de la ligne imprimée. C’est une fraction de la période des lignes et elle est
contrôlée par la dose.
I Etude de la résolution
99
100
90
80
CD (nm)
70
60
50
40
30
20
10
0
200
Mesures par scattérométrie
CD = −0.06.Dose+82
250
300
350
400
450
500
Dose (u. a.)
Fig. 5.5 – CD mesuré en fonction de la dose d’exposition (unités arbitraires) par scattérométrie.
indique que le contraste est élevé : une forte variation de dose conduit à une faible variation de CD :
le procédé est donc relativement facile à contrôler. L’évaluation de la pente de cette droite permet
d’en déduire la latitude d’exposition. Nous avons pris comme critère une variation inférieure à 10 %
du CD visé, ici 40 nm. Nous obtenons une latitude d’exposition de 9,5 %. Pour indication, les valeurs
de latitude d’exposition des procédés actuels sont de l’ordre de 8 % à 0,5 µm de DOF en immersion
pour des lignes denses ligne = espace de CD 70 nm. Cela confirme que le contraste est beaucoup
plus important en interférométrie qu’avec un scanner. Sur la figure 5.6, nous avons représenté l’effet
d’une variation de dose de 50 % sur le CD dans deux conditions de contraste différentes : 100 et 40
%. La résine est caractérisée par son seuil au-delà duquel la dose rend la résine soluble et celle-ci
est éliminée. Ces figures illustrent bien le fait qu’une variation de dose pour des franges contrastées
a moins d’effet sur le CD que pour des franges moins contrastées.
I
I
I2>I1
I2>I1
I1
Seuil
résine
I1
Seuil
résine
x
(a) Contraste 100 %.
x
(b) Contraste 40 %.
Fig. 5.6 – Effet d’une variation de dose de 50 % sur le CD dans deux conditions de contraste.
100
Etude de l’imagerie à haute ouverture numérique
Par ailleurs, nous avons pu constater expérimentalement que le contraste était élevé car l’uniformité
du champ d’exposition est très bonne comme nous le voyons sur la figure 5.2. Il est difficile de
quantifier cette uniformité, cependant nous avons pu évaluer la variation de CD dans le champ
qui est de l’ordre de 5 %. En effet, du fait de l’inhomogénéité du laser (de l’ordre de 10 %) et de
la diffraction des poussières et des inhomogénéités rencontrées par le faisceau le long du chemin
optique, l’homogénéité de la répartition d’intensité éclairant les réseaux est inférieure à 10 %. La
grande uniformité du champ d’exposition indique que ces variations de dose sur le champ ne changent
pas le CD suffisamment pour que ce soit visible sur le champ. Cela est possible car le contraste est
bon. Il est difficile de remonter à une valeur de contraste à partir de la latitude d’exposition car
elle fait intervenir les paramètres de la résine, nous pouvons donc uniquement conclure de manière
qualitative pour ce qui est de l’estimation du contraste. De plus, nous remarquons comme nous
l’avons prévu précédemment que le contraste est constant sur tout le champ contrairement à ce qui
se passe pour un interféromètre de type Talbot [108]. Cela confirme l’avantage de ce montage.
D
Super-résolution
Un montage de lithographie interférométrique comme celui que nous avons conçu présente l’avantage de pouvoir prévoir jusqu’où pourra aller la lithographie à immersion. En effet, il est prévu que
l’eau soit remplacée par un fluide d’indice supérieur afin d’améliorer encore la résolution. La lithographique interférométrique permet de confirmer l’amélioration en résolution ainsi que d’anticiper
les problèmes pratiques liés à l’introduction d’un fluide pouvant être plus absorbant, plus visqueux
et plus corrosif que l’eau.
Dans ce but, nous avons conçu deux nouvelles configurations de réseaux permettant d’atteindre les
ouvertures numériques de 1,35 et 1,38 avec respectivement des couples de réseaux de valeur {420
nm - 210 nm} et {520 nm - 210 nm}. Ces configurations peuvent être utilisées avec de l’eau ou avec
un fluide à haut indice. Ainsi, la validation du nouveau couple de réseaux peut être faite avec l’eau
et sera ensuite suivie de tests pour valider la faisabilité d’un procédé avec un fluide haut indice.
Nous avons travaillé avec des fluides à haut indice destinés à être implémentés sur les scanners
à immersion industriels afin d’étudier par anticipation leurs caractéristiques et avantages. Leurs
caractéristiques données par le fournisseur sont résumées dans le tableau 5.2.
Fournisseur
Mitsui [134]
JSR [65]
DuPont [70]
DSM
Indice
1,63
1,65
1,65
1,64
Absorption (cm−1 )
0,08
0,14
0,16
×
Tab. 5.2 – Caractéristiques de fluides haut indice.
Nous avons mis en place deux méthodes pour caractériser leur absorption :
– Par mesure de la transmission du fluide dans une cuve de spectromètre en quartz (la transmission
de la cuve est mesurée en faisant une mesure de référence avec l’eau dont l’absorption est connue).
– Par spectrométrie donnant un spectre d’absorption en valeurs absolues dans l’ultraviolet.
Leur indice sera mesuré grâce à un goniomètre adapté sur un ellipsomètre SOPRA fonctionnant
dans l’ultraviolet profond [135]. Il permet des mesures d’indice avec une précision de 10−4 .
II Effet de la polarisation de la lumière à haute ouverture numérique
II
A
101
Effet de la polarisation de la lumière à haute ouverture numérique
Le contraste en lumière polarisée
Avec l’introduction de scanners fonctionnant à haute ouverture numérique (> 0,6) voire à très haute
ouverture numérique pour la lithographie à immersion (NA > 1), de très grands angles participent à
la formation de l’image. Ainsi, une approximation scalaire n’est plus suffisante et il est maintenant
nécessaire d’utiliser une description vectorielle des ondes lumineuses afin de prendre en compte
différents effets optiques très importants à haute ouverture numérique. En particulier, avec une
approche vectorielle, il faut prendre en compte la polarisation de la lumière. Regardons ici l’effet de
la polarisation de la lumière au niveau de la plaquette, c’est-à-dire la lumière qui participera aux
phénomènes d’interférences, sur la qualité de l’image. Dans les configurations simples, nous pouvons
considérer que l’état de polarisation de la lumière peut être décomposé en une combinaison linéaire
des composantes s et p (cf annexe A). C’est pourquoi nous pouvons regarder tout d’abord séparément
les polarisations s et p : Considérons le système schématisé sur la figure 5.7. Il correspond au cas
où la lumière incidente sur l’interféromètre est polarisée en s ou p et se propage comme schématisé
→
→
→
→
→
sur la figure A.4 de l’annexe A. Deux ondes, E 1 et E 2 de vecteur d’onde k 1 = ksinθ x −kcosθ y et
→
→
→
k 2 = −ksinθ x −kcosθ y respectivement, incidentes sur la résine avec un angle θ, interférent.
y
p
s
p
E1
E2
θ
k1
s
k2
x
z
Fig. 5.7 – Interférence à deux ondes polarisées.
Regardons séparément les cas où les ondes sont polarisées linéairement en s et en p.
→
→
→
Dans le cas s, E 1 et E 2 vibrent parallèlement au vecteur unitaire z et sont données par :
→
→
E 1 = E0 · ei(kxsinθ−kycosθ) z
et
→
(5.1)
i(−kxsinθ−kycosθ) →
z
E 2 = E0 · e
→
(5.2)
→
Où E0 est l’amplitude des champs électriques E 1 et E 2 .
→ →
→
La distribution d’intensité de la figure d’interférence donnée par |E|2 avec E =E 1 + E 2 s’écrit alors :
Is = 2E02 (1 + cos(2kxsinθ))
→
→
(5.3)
→
→
Dans le cas p, E 1 et E 2 vibrent parallèlement à la direction des vecteurs −cosθ x −sinθ y et
102
Etude de l’imagerie à haute ouverture numérique
→
→
−cosθ x +sinθ y respectivement et sont données par :
→
→
→
i(kxsinθ−kycosθ)
(−cosθ x −sinθ y )
E 1 (x, y) = E0 · e
et
→
(5.4)
→
→
E 2 (x, y) = E0 · ei(−kxsinθ−kycosθ)(−cosθ x +sinθ y )
(5.5)
La distribution d’intensité donnée par |E|2 = Ex Ex∗ + Ey Ey∗ s’écrit donc cette fois :
Ip (x, y) = 2E02 (1 + cos(2θ)cos(2kxsinθ))
(5.6)
Ainsi, dans les deux cas, la période des franges est inchangée mais le contraste, donné par C =
(Imax −Imin )/(Imax +Imin ), est constant et égal à 1 dans le cas de deux ondes polarisées linéairement
en s et dépend de l’angle d’incidence θ dans le cas de deux ondes polarisées linéairement en p selon :
Cp = cos(2θ)
(5.7)
Sur la figure 5.8, nous avons tracé le contraste de l’image aérienne en polarisation s et p en fonction de
l’ouverture numérique. Nous rappelons ici que l’ouverture numérique dans le cas de l’interférométrie
à deux ondes est définie avec les deux faisceaux participant à la formation des franges. Elle est de plus
invariante avec la couche traversée mais ne peut être supérieure à 1 que dans le cas de l’immersion.
Contraste de l’image aérienne
1
y
p
s
3
2.5
p
E1
E2
θ
s
2
s
p
1.5
1
0.5
x
z
0
−0.5
−1
−1.5
−2
−400
−300
−200
−100
0
100
200
300
400
(a) Répartition de l’intensité dans l’air en s et p
pour un contraste Cs = 1 et Cp = 0,18.
0.8
0.6
0.4
0.2
0
−0.2
−0.4
−0.6
−0.8
Contraste en s
Contraste en p
−1
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
NA
(b) Contraste de l’image aérienne en fonction de l’ouverture numérique effective.
Fig. 5.8 – Contraste de la répartition d’intensité des franges d’interférence pour les polarisations s
et p.
En polarisation s, les vecteurs champ électrique des deux ondes sont colinéaires quelque soit l’ouverture numérique, les deux ondes peuvent donc parfaitement interférer : le contraste est constant
et égal à 1 (cercles rouges sur la figure 5.8 (b)). En polarisation p, les ondes ne peuvent pas parfaitement interférer car les champs électriques ne sont pas parallèles. Ainsi le contraste diminue quand
NA augmente jusqu’à ce que les vecteurs soient orthogonaux auquel cas le contraste s’annule (croix
bleues sur la figure 5.8 (b)). Dans le cas présent où nous regardons le contraste des franges dans
II Effet de la polarisation de la lumière à haute ouverture numérique
103
l’air, le contraste s’annule à NA = 0,7. Pour NA > 0,7, le contraste est négatif : c’est l’inversion
de contraste. On crée l’image en négatif des franges de contraste positif. La figure 5.8 (a) représente l’effet de la perte de contraste en p sur la répartition d’intensité à NA = 0,65. Ceci est vrai
dans le cas d’interférences à deux ondes mais plus généralement pour différents types de masques
donc différentes répartitions des ordres de diffraction dans la pupille de l’optique d’un scanner de
lithographie, la tendance est la même avec une forte diminution de Cp avec l’augmentation de NA
[136].
Nous avons ici considéré l’image aérienne, c’est-à-dire l’image formée dans l’air. Or, en lithographie,
l’image est formée dans la résine qui a un indice optique supérieur à celui de l’air typiquement n
= 1,7. Les lois de Descartes donnant les angles de propagation de la lumière en fonction de leur
indice indiquent que l’angle de propagation dans un milieu d’indice supérieur à l’air tel que la résine
sera moins oblique. De cette façon, l’effet de l’augmentation d’ouverture numérique sur la perte de
contraste sera moindre dans la résine que dans l’air. La figure 5.9 montre la variation de contraste
dans la résine d’indice n = 1,7 en polarisation s et p en fonction de l’ouverture numérique.
Contraste dans la résine
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0
−0.2
−0.4
Contraste en s
Contraste en p
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
1.2
1.4
NA
Fig. 5.9 – Contraste dans la résine d’indice 1,7 en fonction de l’ouverture numérique.
Ici, NA a été étendue au-delà de 1 pour prendre en compte le cas de l’immersion. Le contraste en p
s’annule cette fois à une ouverture numérique de 1,2. Ainsi, dans le cas d’une approche vectorielle,
il est primordial de regarder l’image dans la résine en tenant compte de son indice et non de se
limiter à l’image aérienne comme on le fait souvent car la composante p se comporte différemment
selon l’indice du milieu qu’elle traverse.
Finalement, dans le cas d’un outil de lithographie dont la source est non polarisée, c’est-à-dire dans
le cas où l’onde lumineuse est constituée d’une contribution égale des composantes s et p, le contraste
de l’image diminuera aux très hautes ouvertures numériques du fait de la composante p. Cette perte
de contraste joue sur les performances lithographiques et en particulier sur la fenêtre de procédé.
C’est pourquoi il devient nécessaire de pouvoir polariser linéairement en s la lumière incidente
sur la plaquette et ce quelque soit le motif. La configuration la plus favorable est d’être polarisé
en s pour tous les angles dans la pupille, c’est-à-dire la polarisation azimutale. Dans la référence
[105], différents types d’illuminations polarisées ont été évalués par des simulations pour différentes
orientations de motifs. L’optimisation du type d’illumination permet d’améliorer les performances
lithographiques. Par exemple, l’illumination de type quadripôle croisée polarisée s permet d’obtenir
104
Etude de l’imagerie à haute ouverture numérique
un très bon contraste pour les orientations horizontales et verticales de motifs.
Cependant, il ne faut pas seulement tenir compte de la polarisation au niveau de l’illumination car
elle peut être modifiée lors de la traversée des différents éléments optiques de l’outil de projection
lorsqu’ils sont polarisants. Divers groupes de chercheurs se sont intéressés à la polarisation aux
niveaux masque [137], lentille de projection [138] et résine ([139], [137]) ainsi que des techniques de
mesure de la polarisation [138]. C’est un aspect de la lithographie à très haute ouverture numérique
très important et qu’il faut prendre en compte pour les générations futures d’outils lithographiques.
B
Influence du contraste sur la rugosité à très haute ouverture numérique
Dans cette partie, le montage interférométrique à immersion à double réseau a été utilisé à ouverture
numérique 1,2, c’est-à-dire pour l’impression de réseaux de lignes de période 80 nm, à différents états
de polarisation linéaire entre s et p dans le but d’évaluer expérimentalement l’effet de la perte de
contraste due à la polarisation sur la qualité de l’image projetée dans la résine [140]. Nous avons
polarisé linéairement la lumière incidente sur les réseaux à différents angles de polarisation entre s
et p. Nous appelons α l’angle que fait le champ électrique avec la direction des lignes des réseaux
de l’interféromètre comme schématisé sur la figure 5.10 (a). En polarisation s, α est nul et en
polarisation p, α = 90˚. Lorsque le champ électrique est polarisé linéairement avec un angle α
compris entre s et p, il s’exprime par :
→
→
→
E = E0 · cosα Es +E0 · sinα Ep
(5.8)
Le contraste d’intensité à un angle de polarisation α est donc donné par :
c(α) = cos2 α + sin2 α · cos(2θ)
(5.9)
Sur la figure 5.10 (b), nous avons tracé le contraste dans la résine d’indice 1,7 en fonction de
l’ouverture numérique pour différents angles de polarisation.
Es
α
45°
60°
75°
Ep
Contraste dans la résine
1
0.8
0.6
0.4
0.2
α = 0°
α = 2.3°
α = 6.8°
α = 19.9°
α = 59.3°
α = 90°
0
−0.2
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
1.2
1.4
NA
(a) Définition de l’angle de polarisation α.
(b) Contraste dans la résine en fonction de l’ouverture
numérique pour différents angles de polarisation.
Fig. 5.10 – Variation de l’angle de polarisation entre s et p : effet sur le contraste dans la résine.
A haute ouverture numérique, le contraste diminue d’autant plus que l’angle de polarisation est
II Effet de la polarisation de la lumière à haute ouverture numérique
105
grand. Nous avons polarisé la lumière incidente sur le premier réseau avec des angles 0˚(s), 30˚, 45
˚, 60˚, 75˚et 90˚(p). Cependant, d’après les calculs du chapitre 2, le système ne transmet pas de
la même façon en s et p. En tenant compte de la transmission du système en s (14,9 %) et p (1,8
%) données dans le tableau 4.8, les angles de polarisation effectifs au niveau de la résine sont : 0˚,
2,3˚, 6,8˚, 19,9˚, 59,3˚et 90˚. Ainsi, le contraste théorique de l’image dans la résine vaut 0,3, 26,4,
88,5, 98,6 et 100 % respectivement. Nous avons fait varier l’angle de polarisation pour atteindre ces
valeurs de contraste afin d’évaluer l’influence d’une perte de contraste sur la qualité de l’image dans
la résine. La figure 5.11 montre des lignes denses de période 80 nm (ouverture numérique effective
1,2) à différents angles de polarisation α = 90, 59,3, 19,9, 6,8, 0˚.
(a) α = 0˚(s)
(b) α = 6,8˚
(d) α = 59,3˚
(c) α = 19,9˚
(e) α = 90˚(p)
Fig. 5.11 – Lignes denses de période 80 nm à différents angles de polarisation variant de s à p.
Nous n’avons pu estimer le contraste expérimentalement car l’homogénéité du champ était insuffisante. Nous remarquons ici que la perte de contraste joue sur la rugosité des lignes imagées. Nous
avons mesuré les valeurs de rugosité LER5 et LWR6 à partir de ces images MEB à l’aide de SuMMIT,
un logiciel de traitement d’images (cf annexe C). Le paramètre à prendre plutôt en compte dans
l’évaluation de la qualité de l’image est le LWR car il joue sur les performances du futur transistor
sub-100 nm [141]. La figure 5.12 montre la variation des LER et LWR moyennés sur plusieures doses
d’insolation en fonction de l’angle de polarisation.
Le LER et le LWR augmentent avec l’augmentation de l’angle de polarisation, c’est-à-dire lorsqu’on
se rapproche de la polarisation de faible contraste p. La tendance est la même pour ces deux valeurs
de rugosité avec des valeurs de LWR légèrement supérieures au LER. Les valeurs données étant
moyennées sur plusieurs doses d’insolation, elles sont supérieures aux valeurs réelles de rugosité.
Cependant, cette méthode de mesure indique bien l’évolution de la rugosité quand le contraste varie. Ce que nous observons sur la figure 5.12 met en évidence la corrélation entre la dégradation de
l’image et la variation de contraste induite par l’état de polarisation à haute ouverture numérique.
Des chercheurs se sont intéressés à l’influence du contraste sur la rugosité des lignes lithographiées
5
Line-Edge Roughness définie par la variation dimensionnelle d’un côté de la ligne.
Line-Width Roughness définie par la variation dimensionnelle des deux côtés de la ligne, c’est-à-dire de la largeur
de cette ligne qui définira par exemple la grille du transistor.
6
Etude de l’imagerie à haute ouverture numérique
12
12
10
10
LWR moyen (nm)
LER moyen (nm)
106
8
6
4
2
0
8
6
4
2
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
Angle de polarisation (°)
(a) LER en fonction de l’angle de polarisation
0
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
Angle de polarisation (°)
(b) LWR en fonction de l’angle de polarisation
Fig. 5.12 – LER et LWR en fonction de l’angle de polarisation.
([142], [143]). La tendance est comparable à ce que nous observons ici : la rugosité augmente lorsque
le contraste diminue. Une résine est caractérisée par sa courbe de contraste qui représente la variation de son épaisseur en fonction de la dose d’insolation comme schématisé sur la figure 5.13 dans
le cas d’une résine à amplofocation chimique. Pour des faibles doses, la résine n’est pas soluble dans
le développeur, c’est-à-dire que son épaisseur ne change pas par rapport à l’épaisseur initiale. Pour
des fortes doses, la résine est déprotégée et devient soluble dans le développeur. Il existe une zone
de doses intermédiaires dans laquelle l’épaisseur varie linéairement avec le logarithme de la dose. La
pente de cette courbe donne le contraste de la résine. Elle est généralement assez grande de sorte
qu’une faible variation de dose fait passer la résine d’un état insoluble à un état soluble. C’est grâce
à l’introduction de ce type de résine qu’il est possible, avec les scanners actuels fonctionnant en
limite de résolution, d’obtenir des motifs rectangulaires alors que l’image aérienne est sinusoı̈dale
du fait des ordres de diffraction perdus au niveau de la pupille.
Regardons plus en détail l’effet d’une image aérienne peu contrastée sur les lignes imagées dans
la résine. Sur la figure 5.13, nous avons représenté la répartition d’intensité de deux systèmes de
franges de contraste différent, 100 et 40 %, ainsi que leur image dans la résine répondant à la courbe
de contraste théorique schématisée à gauche de la figure [144]. Lorsque l’intensité est supérieure à
la dose intermédiaire, la résine est dégagée et lorsqu’elle est inférieure, la résine n’est pas soluble,
son épaisseur est donc inchangée. Dans la zone de dose intermédiaire, la solubilité varie entre ces
deux extrêmes. Le LER peut alors s’expliquer par une solubilité spatialement inhomogène dans
cette zone due par exemple à une diffusion non uniforme de l’acide généré lors de la réaction de
déprotection [145] ou une répartition statistique de la solubilité [146]. Sur la figure 5.13, nous voyons
bien l’influence du contraste sur le LER. Dans le cas d’une image de contraste unitaire, cette zone
de solubilité aléatoire est traversée rapidement car la pente de la sinusoı̈de est grande. Au contraire,
dans le cas d’une image de plus faible contraste, cette zone concerne une plus grande étendue spatiale autour du côté de la ligne car la pente est plus faible ce qui a pour conséquence d’augmenter
le LER.
Ces résultats montrent bien que le contraste joue énormément sur la qualité de l’image dans la résine
et en particulier sur la rugosité. Dans le cas présent, cela confirme bien le fait qu’il est primordial, à
haute ouverture numérique, de contrôler la polarisation de la lumière, au niveau de la résine, entrant
dans le processus de formation de l’image afin de maintenir un contraste suffisant.
107
LER faible
Log(Dose)
I
c=1
c=0,4
Dose intermédiaire
x
0
1
Epaisseur normalisée
LER fort
Fig. 5.13 – Influence du contraste sur les lignes imagées dans une résine à amplification chimique.
Conclusion
Ce chapitre nous a permis de valider expérimentalement le travail théorique de conception du montage interférométrique. Les résultats d’impression de lignes de période 80 nm permettent de nous
placer au niveau de l’état de l’art international de la lithographie interférométrique à immersion.
En plus d’être original, ce montage présente l’avantage de pouvoir réaliser des grands champs d’exposition, ce que nous avons vérifié expérimentalement dans ce chapitre. Une mesure de la latitude
d’exposition nous a également permis de montrer que les franges d’interférence imprimées dans la
résine étaient très contrastées. Finalement, nous avons appliqué ces résultats à une étude de l’effet
de la polarisation à ouverture numérique 1,2. Nous avons donc mis en évidence la corrélation entre
la perte de contraste due à la polarisation et l’augmentation de la rugosité des lignes. Cela confirme
le fait qu’il est indispensable de polariser la lumière participant à la formation de l’image à haute
ouverture numérique.
108
Conclusion
L’objectif de ce travail de thèse était de concevoir, monter et caractériser un interféromètre fonctionnant à la longueur d’onde 193 nm et permettant d’atteindre en immersion des réseaux périodiques
de période sub-100 nm. Un tel dispositif expérimental nous donne l’avantage de pouvoir étudier par
anticipation la technique de lithographie à immersion à 193 nm de manière simple et peu coûteuse.
Cette dernière est envisagée par les industriels de la microélectronique et en particulier par la société
STMicroelectronics initiatrice de cette thèse, comme la technique de lithographie qui permettra la
réalisation des prochaines générations de composants pour les nœuds technologiques 65, 45 voire 32
nm.
En interférométrie, la qualité de l’image est caractérisée par son contraste. Nous nous sommes donc
intéressés aux paramètres jouant sur ce dernier. Nous avons pu montrer que dans le cas d’un montage
classique, du fait de la faible cohérence des sources de laboratoire à 193 nm, le champ d’exposition
peut être nettement réduit en taille et devenir inexploitable pour des étapes de caractérisation
ultérieures. De ce fait, nous avons choisi de concevoir un montage composé de deux réseaux de
diffraction ayant la particularité d’être insensible aux paramètres de cohérence de la source. Un tel
montage est dit achromatique et a l’avantage de ne pas limiter la taille du champ d’exposition. Nous
avons étudié théoriquement la formation des franges par ce système et avons mis en évidence une
profondeur de champ dépendante de grandeurs caractéristiques du montage et de la source. Cette
analyse, en parallèle de calculs théoriques des efficacités de diffraction des réseaux de l’interféromètre,
nous a permis de déterminer les paramètres de notre montage comme les périodes, la profondeur
et le rapport cyclique des réseaux satisfaisant des profondeurs de champ et transmission optimales.
Nous avons ainsi conçu différentes configurations permettant d’atteindre des périodes de 300 à 80
nm.
Par ailleurs, nous avons procédé au montage et à la caractérisation du dispositif expérimental.
Dans un premier temps, nous avons développé un procédé de fabrication des réseaux de diffraction
avec un nombre d’étapes réduit. Bien que pas encore mature pour notre application, le procédé est
intéressant car innovant et utile à d’autres applications reposant sur des composants en transmission
dans l’ultraviolet. Il permet surtout d’envisager la fabrication de composants optiques sur substrats
transparents dans une salle blanche dédiée aux substrats de silicium. D’autre part, nous avons
mis en place des dispositifs expérimentaux visant à contrôler les paramètres d’exposition (dose
d’insolation, polarisation) et les paramètres d’achromaticité (parallélisme des réseaux, divergence et
perpendicularité du faisceau). Les mesures de cohérence de la source, de parallélisme et planéité des
réseaux ainsi que la mesure de la précision d’alignement du montage nous ont permis de prévoir par
le calcul les profondeurs de champ attendues. Nous avons également estimé la transmission totale
du système.
Finalement, nos résultats expérimentaux montrent que ce montage interférométrique est aujourd’hui
opérationnel et se situe même au niveau de l’état de l’art international avec la démonstration de
110
CONCLUSION
l’impression de lignes de période 80 nm en immersion. Monter cet interféromètre achromatique en
configuration immersion pour viser de telles résolutions était un véritable challenge et une première
mondiale. Les résultats présentés dans cette thèse confirment que notre décision était la bonne
quant au choix du montage car à présent celui-ci se distingue par son originalité et ses excellentes
performances en terme de taille de champ d’exposition. Enfin, une étude de la polarisation à haute
ouverture numérique a pu être menée au terme de ce travail. Elle confirme l’effet de la polarisation
de la lumière à haute ouverture numérique sur la qualité de l’image et en particulier sur la rugosité
des lignes. Cette étude met en évidence la nécessité de polariser la source des outils de lithographie
pour l’imagerie à très haute ouverture numérique.
Actuellement, nous travaillons sur l’implémentation d’une nouvelle configuration capable d’atteindre
une ouverture numérique de 1,38. Pour cela, nous avons mis en place une nouvelle source à 193 nm
fabriquée par la société TuiLaser permettant un faisceau de sortie beaucoup plus puissant, stable et
cohérent. Ces conditions sont indispensables à la poursuite de l’amélioration de la résolution car les
contraintes en profondeur de champ et temps d’exposition deviennent très critiques à mesure que
l’ouverture numérique augmente. Finalement, des études sont en cours pour introduire des matériaux
optiques d’indice supérieur. De cette façon, l’ouverture numérique, limitée par le minimum des
indices du matériau optique, du fluide et de la résine, pourra dépasser 1,56 , valeur de l’indice de la
silice fondue à 193 nm.
Le dispositif, monté, caractérisé et validé, est aujourd’hui prêt pour étudier le procédé de lithographie à immersion à 193 nm. Il ne permet pas d’étudier la défectivité spécifique à l’immersion
(bulles, marques d’eau, particules. . . ) car il fonctionne en statique. Il présente toutefois l’avantage
d’atteindre des dimensions qu’aucun autre outil à 193 nm ne permet d’atteindre aujourd’hui tout
en acceptant tout type de fluide. Dans la perspective d’exploiter ce montage, nous pourrions envisager de tester les couches anti-réfléchissantes et d’évaluer leurs performances à très haute ouverture
numérique. Les autres couches de l’empilement peuvent également être testées par le biais de cet
outil : les couches barrières pour évaluer leur compatibilité avec les divers fluides utilisés et leur
capacité d’isoler la résine des contaminations extérieures, et les résines pour évaluer leur pouvoir
résolvant et la conséquence de leur interaction avec le fluide. En effet, à ce jour, seuls les outils de
lithographie interférométrique à immersion acceptent les fluides autres que l’eau et atteignent de
telles résolutions. D’autre part, ce type de dispositif est particulièrement adapté à l’expérimentation
de fluides à haut indice car il permet d’évaluer leur compatibilité avec les matériaux optiques sans
endommagement irrémédiable et d’étudier l’effet des propriétés physico-chimiques de ces fluides sur
le processus d’imagerie.
Annexe A
Théorie de la polarisation en optique
Dans certaines applications de l’optique, on ne considère souvent qu’une description scalaire de la
lumière. Cependant, il est parfois nécessaire de considérer une description plus complète qui met
en évidence sa nature vectorielle. Dans le cadre de la lithographie, il était suffisant de considérer
une approche scalaire pour la description du phénomène d’imagerie pour des ouvertures numériques
allant jusqu’à 0,6. Aujourd’hui, l’ouverture numérique d’un système de projection atteint 0,85 et
plus pour ce qui est de la lithographie à immersion, il est donc indispensable de considérer la nature
vectorielle de la lumière.
La lumière est une onde électromagnétique décrite par les vecteurs champ électrique et champ
→
→
magnétique, E et B . En optique, on ne s’intéresse généralement qu’au champ électrique car c’est
le seul auquel soient sensibles les récepteurs tels que l’œil, les cellules photoélectriques et, pour
→
l’application qui nous intéresse ici, la résine. Quand la lumière se propage dans un milieu, E peut
soit prendre des directions aléatoires dans le plan perpendiculaire à la direction de propagation,
dans quel cas la lumière est non polarisée ou dite « naturelle », soit décrire une forme particulière,
dans quel cas la lumière est dite polarisée. Cette forme décrit l’état de polarisation de l’onde : elle
→
est polarisée elliptiquement, circulairement ou linéairement lorsque l’extrémité du vecteur E décrit
une ellipse, un cercle ou ligne respectivement (figure A.1).
Circulaire
Elliptique
Linéaire
Fig. A.1 – Etats de polarisation d’une onde polarisée.
En décomposant le champ électrique en ses deux composantes orthogonales (figure A.1), la polarisa-
112
Théorie de la polarisation en optique
tion linéaire est obtenue quand les composantes oscillent en phase, la polarisation elliptique quand
elles oscillent avec un déphasage et la polarisation circulaire quand elles oscillent avec un déphasage
de 90˚et avec la même amplitude. Pour une théorie plus détaillée sur la polarisation de la lumière,
le lecteur pourra se reporter aux références [7] et [147].
Lorsque la lumière est incidente sur une interface, il est souvent pratique de repérer la direction du
champ électrique par rapport au plan d’incidence de la lumière perpendiculaire à l’interface. On parle
alors de polarisation s1 lorsque le champ électrique est polarisé linéairement perpendiculairement
au plan d’incidence et de polarisation p lorsque le champ électrique est polarisé linéairement parallèlement au plan d’incidence. Elles sont aussi parfois appelées TE et TM pour transverse électrique
et transverse magnétique. Lorsque la lumière est incidente sur une structure ayant une direction
privilégiée, comme par exemple dans le cas de la diffraction par un réseau, il est souvent pratique
d’imposer que le plan d’incidence soit perpendiculaire aux lignes du réseau car c’est dans ce plan
que la lumière sera diffractée. Dans ce cas particulier, la direction de la polarisation s est confondue
avec la direction des lignes. C’est cette définition que nous prendrons dans le cadre de cette thèse
pour la diffraction des réseaux de l’interféromètre en lumière polarisée. La figure A.2 schématise ces
deux cas :
Ep
Es
Plan d’incidence
Ep
Ep
Es
Es
Ep
Es
Fig. A.2 – Définition des polarisation s et p dans le cas d’une lumière incidente sur une interface
ou un réseau de diffraction.
Dans la partie expérimentale de cette thèse, le contrôle de la polarisation se fait par rotation d’une
lame demi onde. Les réglages sont détaillés sur la figure A.3. Un analyseur aligné sur le polariseur
permet de contrôler la polarisation en sortie de la lame demi onde (l’extinction du faisceau sur
l’axe de propagation du faisceau indique la polarisation p et l’extinction du faisceau sur l’axe dévié
indique la polarisation s). Finalement la rotation de la lame entre ces deux extrêmes permet de faire
varier la polarisation linéaire de s à p. L’évolution des polarisations s et p au cours de la propagation
de la lumière dans l’interféromètre à double réseau est schématisée sur la figure A.4.
1
De l’allemand senkrecht qui veut dire perpendiculaire.
113
Analyseur
Polariseur
a) Alignement de l’analyseur sur
le polariseur
s
p
s
p
b) Alignement de la lame demionde: extinction de s et p
s
c) Choix de l’angle de
polarisation par rotation de la
lame demi-onde
Lame
demi-onde
s
p
p
Fig. A.3 – Réglage de l’angle de polarisation par rotation de lame demi-onde.
s
p
p
s
s
s
p
p
s
p
Fig. A.4 – Polarisation dans le montage interférométrique à immersion à double réseau.
114
Théorie de la polarisation en optique
Annexe B
Calcul d’efficacités de diffraction
1
5
2
10 15 0
5
0
100
30
35
5
2
Rapport cyclique
4
2
0.3
0
500
10
5
20
10
15
10
10
15
Rapport cyclique
5
400
4
2
0.4
4
300
4
6
2
200
2
2
0.1
Hauteur (nm)
4
2
6
0.5
0.2
100
6
2
0.1
0
4
2
0.6
0.2
0
500
2
8
5
5
10
4
4
5
16
15
10
10
0.3
15
6
12
12 1
30
10
25
15 20
0.7
10
12
8
15 2025
5 10
4
8
0.8
4
20
5
0.4
25
400
2
4
8
6
15
5
20 10
10
5
300
2
10
0.8
0.5
10
5
30
6
1
0.9
25
20
10
20
25
35
40
10
15
1
0.6
35
1520
25
(b) 1er ordre, 300 nm, p
0.9
0.7
15
35
Hauteur (nm)
(a) 1er ordre, 300 nm, s
15
30
200
Hauteur (nm)
5
40
20
0
15
40
35
0.3
0.1
500
5
400
25
25
300
5
10
30
25
200
5
0.4
0.2
10 5
30
20
25 15
35
30 25
20
10 15
40
30
40
35
0.5
20
30
15
15
20
0.6
5
25
5
100
35
30 25
20
10 15
5
0
5
20
35
15
20
1015
20
25 15
30
5
25
10
0.1
0
10
30
40
0.3
0.2
5
10 15
15
20
0.5
5
15
10
20
25
0.7
15
10
30
20
25
10
Rapport cyclique
5
35
0.6
0.4
15
30
10
15
0.7
0.8
20
10
5
15
30
20
25
35
Rapport cyclique
0.8
10
15
5
5
5
0.9
35
10
15
25
0.9
10
15
20
5
10
5
1
0
100
200
300
400
500
Hauteur (nm)
(c) 2ème ordre, 210 nm, s
(d) 2ème ordre, 210 nm, p
Fig. B.1 – Efficacité de diffraction en fonction de la hauteur et du rapport cyclique (rapport de la
largeur de ligne sur la période) (a) du réseau P1 = 300 nm au premier ordre en s sous incidence
normale, (b) du réseau P1 = 300 nm au premier ordre en p sous incidence normale, (c) du réseau
P2 = 210 nm au deuxième ordre en s sous incidence 40,04˚, (d) du réseau P2 = 210 nm au deuxième
ordre en p sous incidence 40,04˚.
115
116
Calcul d’efficacités de diffraction
1
25
20
15
10
0.2
300
400
0
500
0
100
200
300
40
(c) 2ème ordre, 210 nm, s
400
25
5
0.4
0.3
5
25
20
10
5
0
0
100
200
35
2530
15
105
300
5
15
20
25
30
40 45
50
55
10
15
20
30
10
5
0.1
500
40
3530
25
20
15
10
5
5
30
20
35
40
5
10
20
15
10
0.2
50
10
0.6
15
70
60
300
Hauteur (nm)
30
30
35
45
200
20
40
50
45
0.7
0.5
510
2025
35 40
45
50
55
15
30
20 25
15
40
100
2030
10
2
40
300
50
60
30
10
0
60
50
10
40
20
40
50
Rapport cyclique
70
40
30
20
20
0.1
200
3
10
10
5
10
60
20
60
50
10
10
0.2
0.8
40
0
203
10
0.3
0.9
30
50
40
0.4
70
10
20
40
50 60
5400
80
0.6
0.5
30
70
0.7
500
(b) 1er ordre, 220 nm, p
1
10
20
40
50 60
30
400
Hauteur (nm)
1
20
15
0.1
0.9
10
25
5
5
(a) 1er ordre, 220 nm, s
Rapport cyclique
10
5
200
0.8
5
15
5 5
30
0.3
Hauteur (nm)
0
5
10
15
35
10
15
20
25
15
20
10
5
30 25
Rapport cyclique
5
5
10
15
Rapport cyclique
0.4
10
100
0.5
20
0
0.6
5
5
0
20
0.1
25
15
10
5
10
5
15
25
30
20
5
10
40
30
25
10 15 20
20
20
35
30
5
1
10 5
25 30
35
20
25
40
20
0.3
0.2
30
25
0.7
30
35
35
30
0.4
5
1105
20
5
10
25
0.6
0.5
0.8
15
20
0.7
5
10
0.8
15
10
10
10
5
0.9
5
5
15
1
0.9
20
400
5045
40
35
30
25
15
105
500
Hauteur (nm)
(d) 2ème ordre, 210 nm, p
Fig. B.2 – Efficacité de diffraction en fonction de la hauteur et du rapport cyclique (rapport de la
largeur de ligne sur la période) (a) du réseau P1 = 220 nm au premier ordre en s sous incidence
normale, (b) du réseau P1 = 220 nm au premier ordre en p sous incidence normale, (c) du réseau
P2 = 210 nm au deuxième ordre en s sous incidence 61,32˚, (d) du réseau P2 = 210 nm au deuxième
ordre en p sous incidence 61,32˚.
Annexe C
Outils de caractérisation et métrologie
Les différents outils de métrologie utilisés dans cette thèse pour la caractérisation des motifs imprimés par lithographie interférométrique à immersion sont détaillés ici. Nous présentons les avantages
et inconvénients de chaque technique ainsi que les possibilités qu’elles offrent dans le cas particulier
de notre outil de lithographie par interférométrie. En effet, il est important de garder à l’esprit que
l’outil de lithographie développé dans le cadre de cette thèse permet d’atteindre des dimensions
bien inférieures à celles atteintes aujourd’hui en production ; les outils de métrologie associés arrivent donc pour la plupart à leur limite. Il est donc nécessaire de travailler conjointement avec les
ingénieurs et chercheurs en métrologie pour qu’ils développent des outils capables de caractériser
les motifs réalisés par lithographie.
– le microscope électronique à balayage ou MEB
Le principe d’un microscope électronique à balayage est le suivant : un faisceau d’électrons accélérés est focalisé sur l’échantillon à observer et balaye sa surface. C’est principalement la détection
des électrons secondaires émis par cette surface (électrons arrachés aux atomes du matériau constituant la surface par ionisation) qui permet de reconstituer sa topographie [148]. Cette technique
de métrologie possède un très fort grandissement (jusqu’à 100.000 pour les MEB haute résolution)
et peut résoudre des motifs de dimension inférieure à 5 nm.
En microélectronique, il existe deux types de MEB utilisés pour le contrôle dimensionnel : le
CDSEM1 et le X-SEM2 . Le CDSEM est une version automatisée du MEB et permet d’observer
des motifs en vue de dessus sur plaquette « entière » de diamètre 100 mm, 200 mm et bientôt 300
mm. Il fonctionne à des faibles tensions d’accélérations afin d’éviter les phénomènes de charge3 .
Il présente l’avantage d’être précis, répétable et non destructif mais comporte des incertitudes
de mesures dues aux effets de « proximité ». L’outil de métrologie ne donnera pas la même
valeur de largeur d’une ligne si elle est isolée ou si elle fait partie d’un réseau de lignes denses.
Le X-SEM permet de connaı̂tre le profil des motifs par observation de la section transverse. Il
nécessite de travailler à plus forte tension d’accélération, ce qui offre une meilleure résolution. Il est
donc nécessaire de préparer les échantillons au préalable par clivage et métallisation. Il présente
l’avantage de donner le profil des motifs mais est destructif et induit des temps de préparation et
d’observation très longs.
1
Critical Dimension Scanning Electron Microscope
Cross-section Scanning Electron Microscope
3
Une résine soumise à un faisceau d’électrons fortement accélérés subit des effets de charges (accumulation des
charges dans le polymère isolant) qui peuvent modifier les dimensions et les profils et donc détériorer les motifs
lithographiés. Ce phénomène est particulièrement important avec les résines à 193 nm qui sont plus sensibles aux
effets de charge.
2
117
118
Outils de caractérisation et métrologie
Dans ce manuscrit, toutes les photos de motifs ont été faites avec un MEB à section transverse
(X-SEM) HITACHI S4000. En effet, l’utilisation d’un CDSEM implique l’utilisation de plaques
entières et non contaminées car cet outil sert de technique d’analyse pour toutes les plaques
de la salle blanche y compris celles destinées à la production. Or, le montage interférométrique
est un outil de recherche qui a été modifié et amélioré au fur et à mesure de son utilisation.
Jusqu’à présent, il fonctionnait avec des petits échantillons (quart de plaque) et présentait des
particules contaminantes pour les outils de métrologie. Nous travaillons aujourd’hui à l’adaptation
du montage afin de le rendre compatible avec le CDSEM et de permettre des observations plus
rapides et plus répétables.
– Le microscope à force atomique ou AFM
L’AFM fait partie des techniques de métrologie en champ proche. La mesure des forces d’interactions entre une pointe nanométrique et la surface de l’échantillon permet de déterminer la
topographie de cette surface. Elle permet d’imager un échantillon avec une résolution latérale de
3 nm et verticale inférieure à 0,1 nm [149]. La forme de la pointe jouant sur le profil donné par
l’outil, il est nécessaire de mesurer la pointe au préalable sur un motif de référence afin d’obtenir
le profil réel par déconvolution de la forme de la pointe. La dernière génération d’outil AFM
utilise une pointe en forme de « patte d’éléphant » qui permet de reproduire plus fidèlement une
image en trois dimensions du motif observé et d’évaluer la rugosité de ses flans [150]. Cependant,
la largeur de la pointe limite la taille du plus petit espace mesurable à 150 nm. Finalement, cette
technique a l’avantage d’être non destructive, précise et de donner le profil des motifs mais demande des temps d’observation très longs et donne peu d’information sur la forme du pied du
motif.
Dans notre cas, du fait de la limite à 150 nm du plus petit espace mesurable, cet outil de métrologie n’a pu être utilisé que pour les motifs les plus grands, c’est-à-dire les réseaux de période 300
nm. Cependant, cette technique est potentiellement très intéressante dans le cadre de la lithographie à immersion car elle permettrait en particulier de caractériser l’imagerie à haute ouverture
numérique en évaluant l’influence de la polarisation de la lumière sur la rugosité des motifs ainsi
que l’influence du BARC, monocouche ou bicouche, sur les profils. L’utilisation de pointe en nanotubes de carbone permettra peut-être dans le futur de caractériser les profils et rugosité de
motifs sub-100 nm.
– L’ellipsométrie
C’est une technique optique d’analyse de matériaux en couche mince [151]. Elle utilise le changement d’état de polarisation de la lumière réfléchie sur la couche à caractériser pour déterminer les
paramètres optiques du matériau (indices n et k) et son épaisseur. La réflectivité de l’empilement
sera différente pour les polarisations de la lumière, perpendiculaire (S ou TE) et parallèle (p ou
TM) au plan d’incidence. La mesure de ρ, rapport des coefficients de reflexion en polarisation s
et p, conduit à l’identification de deux quantités ellipsométriques, Ψ et ∆, selon :
ρ=
rp
= tanΨej∆
rs
La mesure à une longueur d’onde et un angle d’incidence permet de déterminer deux paramètres
de la couche mais l’ellipsométrie spectroscopique, qui effectue des mesures sur tout un spectre de
longueurs d’ondes, permet de caractériser des structures plus complexes. C’est une méthode non
destructive, qui fait des mesures d’épaisseur sur une large gamme et qui permet un contrôle in
situ.
Dans le cadre de cette thèse, nous avons utilisé un ellipsomètre KLA TENCOR SE 1280 spectroscopique avec des longueurs d’onde variant de 220 à 820 nm pour la mesure des épaisseurs des
couches de BARC, résine et couche barrière. Nous avons utilisé pour ces mesures des bibliothèques
119
d’indice connues pour ce type de matériaux (les valeurs d’indices ne changent pas significativement d’une formulation à l’autre pour une famille de matériaux donnée). Une optimisation sur
l’épaisseur et les indices a permis de faire correspondre les courbes théoriques et expérimentales
avec un GOF4 supérieur à 0,95. Finalement, les mesures ont été faites en 9 points de la plaquette
de diamètre 200 mm indiquant une variation d’épaisseur sur toute la plaquette inférieure à 5 %.
– La scattérométrie5
Elle consiste à caractériser des réseaux faits d’un matériau connu par l’analyse de leur spectre
de diffraction. La mesure optique peut se faire en ellipsométrie (mesure des paramètres ellipsométriques à différents angles d’incidence/longueurs d’onde) et les caractéristiques du réseau
(profil, largeur des lignes) sont trouvées par résolution d’un problème inverse. Cette technique
a l’avantage d’être non destructive et rapide mais est indirecte et nécessite de connaı̂tre les lois
de dispersion des matériaux et dépend de l’instrument de mesure et des algorithmes de calculs
choisis [152].
Dans cette thèse, cette technique a été utilisée pour la mesure dimensionnelle des réseaux de
lignes faits par lithographie interférométrique. En effet, un moyen de caractériser le procédé
lithographique est d’évaluer la latitude d’exposition en calculant la pente de la courbe du CD
en fonction de la dose. Cependant, les champs obtenus par lithographie interférométrique sont
beaucoup moins homogènes que ceux obtenus avec un scanner de lithographie du fait du manque
d’uniformité du faisceau laser et des inhomogénéités introduites par les réseaux et des impuretés
rencontrées par le faisceau. Aussi il faut être capable de mesurer le CD en un même point du
champ ce qui n’est aujourd’hui pas possible car les mesures MEB ne sont pas automatisées. Ainsi,
l’utilisation de la scattérométrie permet de moyenner la mesure sur toute la surface du faisceau
ellipsométrique ce qui permet de se dégager de cette contrainte d’uniformité de champ.
– SuMMIT
C’est un logiciel de traitement d’images MEB fourni par EUV Technology qui permet d’évaluer
la rugosité (LER6 et LWR7 ) et le CD de lignes isolées ou denses [153]. C’est une méthode peu
précise car elle dépend du réglage du microscope électronique en terme de contraste, luminosité,
netteté, focalisation. . . mais permet d’évaluer les rugosités et CD de lignes de petite dimension,
ce que ne peuvent encore faire les techniques de métrologie telles que l’AFM ou le X-SEM.
Ce logiciel a été utilisé dans ce travail de thèse pour évaluer la latitude d’exposition du procédé
lithographique ainsi que pour caractériser l’imagerie à haute ouverture numérique.
4
Goodness Of Fit : c’est un nombre compris entre 0 et 1 qui indique le degré de corrélation entre les courbes
expérimentale et théorique d’une mesure ellipsométrique. Un GOF supérieur à 0,9 indique une bonne correspondance
entre les deux courbes et donc une bonne confiance en la valeur des paramètres de la couche.
5
Le mot scattérométrie est un anglicisme qui vient des mots « scatter », diffusion de la lumière, et « metro »,
mesure et signifie mesure de la lumière diffusée ou diffractée.
6
Line-Edge Roughness
7
Line-Width Roughness
120
Outils de caractérisation et métrologie
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[152] R. Quintanilha. Etude du problème inverse en diffractométrie spectroscopique : application à
la métrologie dimensionnelle en microélectronique. Thèse de doctorat de l’Institut National
Polytechnique de Grenoble, 2005.
[153] SuMMIT. SEM Metrology Interactive Toolbox. http ://www.euvl.com/summit/products.htm.
Résumé
La miniaturisation est aujourd’hui, plus que jamais, devenue le maı̂tre mot en microélectronique.
En effet, les industriels poursuivent l’objectif, de plus en plus ambitieux, de diminuer les dimensions
critiques des dispositifs actuels afin d’en améliorer les performances et d’en diminuer le coût. Dans
cette perspective, la lithographie joue un rôle majeur car c’est la première étape qui définit le circuit intégré. La technique de lithographie utilisée aujourd’hui pour la production de masse et ayant
permis d’atteindre le nœud technologique 65 nm est la lithographie optique à 193 nm. Pour aller en
deçà, il nous faut améliorer la résolution des outils de lithographie et cela ne peut se faire sans une
forte augmentation de leur complexité, de leur prix et de la difficulté de contrôler les procédés. Une
solution est la technique de lithographie à immersion à 193 nm qui consiste en l’introduction d’un
fluide d’indice supérieur à celui de l’air entre la lentille de projection et la plaquette de silicium :
elle permet, dans un premier temps, de relâcher les contraintes sur les procédés en améliorant la
profondeur de champ et, dans un second temps, d’améliorer la résolution tout en conservant l’infrastructure du 193 nm.
L’objectif de ce travail de thèse est de monter et valider un interféromètre à immersion à 193 nm
pour étudier, par anticipation, certains aspects de la technique. Dans ce manuscrit, nous décrivons
la conception d’un montage interférométrique en immersion à 193 nm ayant la particularité d’être
achromatique et présentant donc l’avantage de ne pas pâtir de la faible cohérence des sources excimères à 193 nm. Nous nous sommes focalisés sur la caractérisation du montage optique et avons
conclu sur les paramètres de profondeur de champ et de transmission du système. Finalement, nous
nous sommes intéressés à l’étude de l’imagerie à haute ouverture numérique. Nous avons pu montrer l’amélioration de la résolution en immersion, ainsi que la corrélation entre l’augmentation de la
rugosité et la perte de contraste due à la polarisation.
abstract
Miniaturization has become the key word in microelectronics. Indeed, manufacturers aim at shrinking device critical dimensions in order to improve their performances and to decrease their costs.
In that respect, lithography plays a predominant role since it is the step that defines the circuit.
The lithography technique used for mass production today and that addressed the 65 nm technology node is optical lithography at a wavelength of 193 nm. But it is difficult to improve resolution
without greatly increasing complexity, tool price and difficulty in controlling the process. A solution
is immersion lithography which principle is to introduce a fluid of higher refractive index than air
between the last lens element and the wafer : it, firstly, releases the process constraints by a depthof-focus improvement and, secondly, improves the resolution in keeping 193 nm infrastructures.
The purpose of this PhD is to create and validate a 193 nm immersion interferometric setup to
study, in advance of tool availability, some aspects of this new optical lithography technique. In this
thesis, we describe the design of an achromatic interferometric setup working in immersion at 193
nm. Such a setup has the great advantage of enabling the use of a laboratory excimer laser and
does not suffer from its poor coherence parameters. We focused on the characterization of the optical setup and have determined parameters for depth-of-focus and transmission. Finally, we studied
imaging at high numerical apertures. We showed the benefit of immersion on resolution and the
correlation between roughness increase and contrast loss due to polarisation.
mots clés
Lithographie, 193 nm, immersion, interferometrie, haute ouverture numérique.

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